Détection

Les atomes sont détectés de manière séquentielle par fluorescence. Cette méthode de détec-tion ne nécessite aucune séparadétec-tion spatiale des atomes comme dans [61] et peut être appliquée au sol comme en micropesanteur.

Nous créons nos impulsions de détection avec le faisceau Raman. La première impulsion sert à détecter les atomes dans le niveau |F = 2i en accordant la fréquence du laser sur la transition |F = 2i → |F⁰ = 3i. Une partie des atomes est dépompée au cours du processus dans le niveau |F = 1i. La seconde impulsion de détection nous permet de mesurer le nombre total d’atomes en allumant deux fréquences optiques, résonnantes avec les transitions |F = 1i → |F⁰ = 2i et |F = 2i → |F⁰ = 3i. Miroir Raman Accéléromètre Faisceau Raman Faisceau MOT détecteur du haut détecteur du bas 6^cm 12.5 cm

Figure 2.12 – Vue en coupe de l’enceinte à vide.

L’expérience étant conçue pour fonctionner en micropesanteur, l’emplacement de la photo-diode a été prévu au plus près des atomes piégés comme illustré dans la figure 2.12 (détecteur du haut). La position avancée du détecteur par rapport aux autres hublots de l’enceinte nous permet d’augmenter l’angle solide de détection afin de collecter plus de photons. Il s’agit d’une photodiode à avalanche de chez Thorlabs (APD110A) dont la surface de détection mesure 1 mm de diamètre et dont la bande-passante est de 50 MHz. Nous devons utiliser une photo-diode à avalanche en raison de la difficulté de détecter le potassium comme nous le verrons par la suite. Les photodiodes à avalanche ont une grande bande passante mais une petite taille

Chapitre 2. Dispositif expérimental

de détecteur. Nous utilisons donc une lentille tube afin de bien collecter la lumière émise par les atomes et de la focaliser sur le détecteur.

Toutefois, au sol, les atomes tombent. Plus on augmente le temps d’interrogation, moins le détecteur du haut est capable de collecter la fluorescence émise par les atomes. Au laboratoire, nous utilisons donc un second détecteur (détecteur du bas) placé au niveau du hublot faisant face au premier détecteur. Il s’agit d’une photodiode à avalanche C12703 de chez Hamamatsu de 1.5 mm de diamètre et dont la bande passante est de 10 MHz. Elle possède un fort gain (100) et nous permet de détecter des faibles niveaux de lumière. Une lentille tube permet également d’optimiser la collecte de la fluorescence.

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0 10 20 30 40 50 60

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

TOF détectionHmsL

N

normalisé

Hua

L

Figure 2.13 – Scan du nombre d’atomes détectés en fonction du temps de vol de détec-tion pour chacun des détecteurs. Les points rouges (respectivement bleus) correspondent au nombre total d’atomes détectés pour le rubidium (respectivement potassium). Les cercles correspondent au détecteur du haut et les points au détecteur du bas. Le temps de vol de détection est compté après l’impulsion Raman soit 7 ms après la mélasse optique.

La figure 2.13 illustre la limitation que nous impose aujourd’hui notre système de détection. Le détecteur du haut n’est pas adapté au longs temps d’interrogation et le maximum de détection de celui du bas est situé autour de 45 ms après la mélasse (compromis entre le maximum de détection du rubidium et celui du potassium). Ainsi, si l’on considère un temps de préparation de 7 ms avant la première impulsion Raman, cela limite le temps d’interrogation à T = 18.5 ms pour une détection optimale. Nous pouvons, bien sur, augmenter ce temps de vol et sacrifier le rapport signal à bruit de la détection pour augmenter T. Nous sommes ainsi parvenus à obtenir des franges d’interférences jusqu’à T = 22ms.

Le signal de détection de la population dans |F = 2i, représenté figure 2.14, présente une décroissance exponentielle. En effet, lorsque les atomes sont illuminés par le faisceau de détection à résonance avec la transition |F = 2i → |F⁰ = 3i, ils peuvent être dépompés dans le niveau |F = 1i. Ceci est particulièrement visible sur le signal de détection du potassium à cause de sa structure atomique. Le temps caractéristique de décroissance est fonction du désaccord à la résonance et de la puissance optique dans le faisceau de détection [33]. Une simulation du profil du temps caractéristique en fonction de l’intensité a été réalisée dans [57]. Nous devons faire attention à bien adapter le temps d’échantillonnage (0.5 µs dans notre cas) du signal de détection afin de ne pas couper de l’information sur le nombre d’atomes.

2.4. Conclusion

Afin d’extraire au mieux l’information du signal de détection, nous sélectionnons une partie du signal (figure 2.14) que nous intégrons. Le signal de détection était auparavant obtenu en intégrant par une fonction rectangulaire la partie sélectionnée. Pour obtenir un meilleur rapport signal à bruit, nous ajustons maintenant le signal de détection de |F = 2i avec une fonction exponentielle décroissante Ae^−γt+ B que nous intégrons par la suite.

25 50 75 100 125 150

(a) Potassium

225 (b) Rudidium

Figure 2.14 – Signal de détection enregistré par le détecteur du bas après une séquence interférométrique avec les bobines du MOT alimentées (courbes noires) et coupées (courbes grises). Sur chaque graphique, le premier signal représente le nombre d’atomes dans l’état |F = 2i et le deuxième représente le nombre d’atomes total.

Le signal de détection par fluorescence nous permet également d’estimer le nombre d’atomes participant à l’interféromètre. Nous utilisons pour cela l’équation ci-dessous, dont le calcul est détaillé dans [62, 33].

Natomes= ^4π Ω

1

E_γγ_diffG_tR^{Stotal(V ) (2.2)} Où S_total est le signal issu du photodétecteur, Ω est l’angle solide de détection, G_t le gain transimpédance du circuit de détection, R la réponse du détecteur, E_γ = ~ω l’énergie d’un photon émis, avec ω la pulsation associée à la transition D2, et γ_diff correspond au taux de diffusion des photons. Le taux de diffusion de photons est donné par la relation

γ_{dif f} = ^Γ 2

s

s + 1 ^(2.3)

Où Γ est le taux d’émission spontannée et s est le paramètre de saturation tel que s =

I/ISAT

1+(2∆/Γ)2 où I_SAT est l’intensité de saturation.

Si l’on considère le détecteur du haut, l’angle solide de détection est de Ω=0.098 rad. Nous avons également G_t = 10⁵ V/A et R = 26.5 A/W. Nous prenons également en compte les paramètres du faisceau de détection en considérant que la projection de l’aire du nuage sur le détecteur après les étapes de refroidissement est deux fois plus large que l’aire de la photodiode. On trouve finalement que N_atomes^87Rb ∼ (4.5 ± 1.0) · 107S_total^87Rb et N_atomes^39K ∼ (4.5 ± 1.0) · 107S_total^39K.

2.4 Conclusion

Nous avons vu au cours de ce chapitre l’importance des contraintes liées aux campagnes de vol. L’environnement particulier de l’avion nécessite l’utilisation de technologies adaptées.

Chapitre 2. Dispositif expérimental

Ceci est particulièrement vrai au sujet de la source laser pour laquelle nous avons choisi d’utiliser des composants fibrés issus des technologies Telecom en raison de leur fiabilité et de leur compacité. Le banc espace libre utilisé pour créer les différents chemins optiques résiste aux vibrations ressenties dans l’avion, toutefois, il reste sensible aux fluctuations thermiques et aux désalignements ce qui entraine des pertes de puissance optique au cours d’un vol. Nous nous dirigeons donc vers des solutions fibrées au maximum, où l’optique en espace libre est réduite au strict minimum et est réalisée en micro-optique. Cette nouvelle génération de systèmes laser a pu être testée pour le rubidium lors de la campagne de vol d’avril 2017.

Le choix de la microgravité influence le design de l’expérience puisqu’en micropesanteur les atomes restent au centre de l’enceinte. Notre enceinte à vide possède donc un grand nombre d’accès optiques ce qui a un impact indirect sur le champ magnétique vu par les atomes. En effet, à cause de la quantité de hublots, un blindage autour de l’enceinte, excluant entre autre la pompe ionique, serait peu efficace. Nous enfermons alors l’ensemble du rack dans un blindage et devons faire face à des courants de Foucault. Il est prévu de remplacer le breadboard en aluminium sur lequel est fixé l’expérience, en grande partie à l’origine des courants de Foucault, par une plaque en acier amagnétique.

Nous avons également vu au cours de ce chapitre qu’une expérience double espèce telle que l’expérience ICE reposait souvent sur un compromis entre les deux espèces atomiques mises en jeu, du⁸⁷Rb et du³⁹K dans notre cas. En effet, nous avons dû trouver un compromis dans l’équilibre des faisceaux du MOT. Ceci nous a conduit à une température de 5 µK pour chaque espèce atomique alors que des faisceaux de MOT équilibrés pour le ⁸⁷Rb ont précédemment donné des nuages à 3 µK sur l’expérience [34]. De la même manière, nous avons trouvé un compromis entre les deux espèces à propos du temps de vol de détection.

Figure 2.15 – Simulateur de microgravité

Pour le futur de l’expérience, un piège dipolaire a été installé sur l’expérience. Travailler avec des atomes plus froids, voire ultra-froids, permettra d’augmenter le temps d’interrogation mais aussi de réduire la perte de contraste liée aux rotations dans l’avion (chapitre 4). De plus, l’arrivée récente au laboratoire d’un simulateur de microgravité (figure 2.15) nous donnera un accès permanent à la micropesanteur. Ce simulateur pouvant créer jusqu’à 500 ms de micro-gravité toutes les 12 secondes vient en complément des campagnes de vol qui offrent un long

2.4. Conclusion

temps de microgravité. Les campagnes de vol restent toutefois d’actualité. En effet, il est important que l’ensemble du dispositif soit testé en micropesanteur pour être validé pour de futures missions spatiales comme par exemple STE-QUEST [51]. De plus, l’expérience est compatible avec le simulateur sur lequel nous ne mettrons que le rack de l’enceinte à vide. Seul le câblage diffère de celui dans l’avion et est un des points sensibles à l’utilisation du simulateur : il faut veiller à ce qu’ils soient assez long pour ne pas être arrachés lors de la manœuvre. L’accès permanent à la micropesanteur nous permettra également d’intégrer nos données sur du plus long terme pour évaluer la stabilité de l’expérience mais aussi gagner en précision. Enfin, le simulateur sera un bon outil pour préparer les campagnes de vol.

Chapitre 3

Source atomique de

³⁹

K pour la

métrologie

Lorsque l’on réalise un interféromètre, la cohérence de la source utilisée et primordiale. Dans le cas d’un interféromètre atomique, avoir une température basse et des atomes dans le même état sont les clés d’un interféromètre efficace.

Le potassium, de par sa structure hyperfine compacte, est une espèce atomique compliquée à refroidir en utilisant des méthodes de refroidissement classique, type mélasse rouge, comme nous le verrons dans une première partie. Nous verrons également comment la mise en place d’une technique de refroidissement plus efficace, la mélasse grise, nous a permis d’atteindre une température de 5 µK. Dans une seconde partie, nous verrons comment la mise en place de la mélasse grise nous a permis de développer une séquence de préparation d’états efficace, transférant 95 % des atomes dans l’état non magnétique m_F = 0 puisque, il n’est pas possible d’effectuer des transitions micro-ondes sur le ³⁹K du fait de la configuration de l’expérience. Pour finir, nous illustrerons l’effet d’un refroidissement et d’une préparation d’état efficace en réalisant des franges d’interférences dans l’objectif de réaliser un gravimètre ainsi que des franges de Ramsey, d’ordinaire utilisées pour mesurer la fréquence d’horloge des atomes.

3.1 Refroidissement du potassium

Le refroidissement d’un nuage atomique constitue généralement la première étape vers un interféromètre atomique. Le refroidissement se décompose en deux étapes : l’utilisation d’un piège magnéto-optique (MOT) puis d’une mélasse optique.