II.4 Observation de la condensation
III.1.2 Les couplages radiofréquence et Raman
Il s’agit des couplages les plus couramment utilisés. En effet, dans le cas du piégeage ma- gnétique très largement répandu dans la communauté, l’état hyperfin des atomes détermine de manière univoque leur énergie potentielle (§ II.2). Le condensat étant gardé piégé, la seule façon d’extraire une onde pouvant se propager, est alors de faire basculer l’état interne d’une fraction des atomes condensés, ce que permettent les couplages radiofréquence et Raman.
III.1.2.a Schémas de principe
Nous représentons en figure 43 les schémas de principe correspondant à ces deux types de couplage. Ces derniers ont pour conséquence de transférer les atomes de l’état piégé vers un continuum d’états non piégés (§ III.2.3.a), en changeant l’état interne.
Cependant, alors que l’onde radiofréquence (figure 43a) effectue ce couplage en basculant directement le sous-état Zeeman de l’atome comme décrit au paragraphe II.3, le couplage Raman met en jeu deux lasers (figure 43b). Ceux-ci sont désaccordés par rapport à la raie atomique et n’induisent donc pas de transition au premier ordre vers l’état excité. Par contre, au second ordre, si le désaccord entre les deux lasers correspond à une transition entre deux états de la multiplicité fondamentale de l’atome, l’absorption d’un photon du laser et l’émission stimulée d’un autre dans le mode du second laser peut transférer efficacement l’atome vers un état hyperfin non piégé [114].
Même si le détail des deux processus de couplage est différent, leur principe est semblable. Dans les deux cas, il consiste en un transfert d’impulsion et d’énergie vers l’atome couplé, tout en faisant basculer son état interne, ce qui se traduit par la même perte en énergie interne au cours du couplage, ~Ω0= ~(ω2 − ω1). D’ailleurs, on retrouve formellement cette
similitude, dans le fait que ces deux types de couplages sont pris en compte par un terme identique dans les équations dynamiques du laser (§ III.2.1.c).
III.1.2.b L’impulsion transférée au cours du couplage
Le point particulier qui différencie cependant le couplage radiofréquence du couplage Raman est la valeur de l’impulsion communiquée à l’onde de matière extraite.
Dans le cas de la radiofréquence, le transfert d’impulsion est donné par ~|K | = ~Ω# ‰ 0/c
alors qu’une impulsion Raman induit un transfert d’impulsion ~|#‰k2 −
#‰
k1|. Pour des lasers
non copropageants1, ce dernier terme est de l’ordre de ~ω
at/c, où ωat est la fréquence optique
de la transition. On voit donc que le rapport des impulsions transférées dans les deux cas est
État excité
Continuum
d'états
libres
!
1,k
1 0,K
!
2,k
2État
du CBE
(a)
(b)
Fig. 43 – Schéma de principe des cou- pleurs de sortie changeant l’état interne des atomes du condensat. (a) Couplage radio- fréquence : une onde de fréquence Ω0 et de
vecteur d’onde K couple le condensat au# ‰ continuum d’états non confinés. (b) Cou- plage Raman mettant en jeu deux lasers de fréquence et vecteur d’onde ωi et #‰ki.
Un photon du premier est absorbé, tandis qu’un autre est émis dans le mode du se- cond, pour transférer les atomes de l’état piégé à l’état non piégé. Les lasers sont as- sez désaccordés de la transition optique de l’atome pour que toute émission spontanée soit négligeable.
1Il n’y a que dans le cas d’une impulsion Raman entre deux lasers parfaitement copropageants que
l’impulsion transférée est donnée par ~ (ω2− ω1) /c = ~Ω0/c, soit la même chose que dans le cas de l’extraction
selon Ω0/ωat≈ 10−8. Une transition Raman donne ainsi aux atomes une impulsion initiale de
l’ordre du recul associé à la transition optique, tandis que l’impulsion donnée par le couplage rf est totalement négligeable.
De plus, on peut choisir la direction d’émission initiale d’un laser à atomes extrait par couplage Raman, alors que dans le cas radiofréquence il faut s’en remettre uniquement à l’effet de la gravité. Au chapitre VI, nous verrons que l’on peut cependant s’affranchir totalement de la gravité dans le cadre d’un laser guidé extrait par radiofréquence.
III.1.2.c Réalisations
Différents types de lasers à atomes ont été démontrés expérimentalement, en utilisant ces deux méthodes de couplage. Des impulsions radiofréquence de durée égale à quelques microsecondes, créent une superposition entre l’état condensé piégé et les états hyperfins libres [111]. Les bouffées atomiques cohérentes qui en résultent, forment alors un laser à atomes impulsionnel (figure 42c). De même, un flux périodique d’atomes issu du condensat a été obtenu à partir des impulsions Raman couplant les états hyperfins entre eux. De plus, l’augmentation de la cadence de répétition de ces impulsions, leur permet de se recouvrir et donc de constituer un faisceau laser continu [112] (figure 42d). Des lasers mettant en jeu un processus de couplage réellement quasi-continu ont été obtenus en allongeant la durée de l’impulsion, que ce soit par un couplage radiofréquence [113] ou par couplage Raman [115]. De tels lasers sont expérimentalement plus difficiles à réaliser que des lasers impulsionnels, car ils nécessitent une stabilité des paramètres expérimentaux, particulièrement du champ magnétique (§ III.3.2), sur de longues durées pour obtenir un flux réellement constant et contrôlé (figure 42e).
Enfin, notons que nous utilisons sur notre expérience le couplage radiofréquence, car il est plus simple à mettre en œuvre que le couplage Raman. Il utilise exactement les mêmes techniques que celles utilisées pour l’évaporation qui sont déjà installées pour obtenir le condensat, et ne nécessite pas l’ajout de faisceaux laser supplémentaires.