Discussion

Comme nous l’avons vu dans le paragraphe précédent, les variations des temps de co- hérence mesurés pour des champs magnétiques modérés peuvent s’expliquer en calculant les gradients Zeeman au premier et au second ordre des transitions ainsi qu’un bruit ma- gnétique |ΔB| ¥ 3 µT. Cependant, aux bas champs magnétiques, les temps de cohérence semblent atteindre une limite bien en dessous des valeurs calculées. Plusieurs explications pourraient donner la raison de cette limitation :

• La première serait la présence d’un champ magnétique permanent de l’ordre de 15

µT dans le cryostat, éloignant légèrement les conditions expérimentales du point

ZEFOZ. On remarque également qu’aux très bas champs magnétiques, certaines mesures ne montrent pas tout à fait les mêmes valeurs pour des champs magnétiques de même intensité. Cela pourrait être dû au fait que les mesures aient été réalisées à des jours différents, changeant la valeur du champ magnétique résiduel, et donc du temps de cohérence.

• Il est également possible que le champ magnétique soit inhomogène dans l’échan- tillon, créant ainsi une distribution en orientation et en intensité, et donc une dis- tribution de temps de cohérence.

• Il est possible que des vibrations dans le cryostat puissent limiter les temps de cohérence mesurés. En effet, le cryostat utilisé est équipé d’un cryo-réfrigérateur pulsé. Des ondes de pression peuvent alors circuler à travers l’échantillon pendant la mesure et ajouter du déphasage.

• Une autre explication pourrait être l’interaction superhyperfine avec les ions89_Y3+_qui

possèdent un spin nucléaire I = 1/2, qui modifierait légèrement les fonctions d’onde et donc les gradients Zeeman. La signature du couplage superhyperfin avec Y3+ _est

présente dans certains déclins d’échos de spins dans lesquels on voit une modulation du signal d’écho.

• Enfin, un effet de T1 pourrait limiter T2s et T2o aux bas champs magnétiques, par

exemple des relaxations croisées rapides entre ions 171_Yb3+_.

Ces mesures de temps de cohérence ne permettent pas de conclure sur l’effet limitant. Afin de vérifier l’hypothèse du champ magnétique rémanent dans le cryostat, on pourrait installer l’échantillon dans une enceinte faite en mu-métal2_{, l’isolant complètement de} tout champ magnétique extérieur.

Ce type de ZEFOZ à zéro champ magnétique peut se trouver dans d’autres systèmes ayant un spin électronique S = 1/2, un spin nucléaire I demi-entier et un tenseur hyper- fin totalement anisotrope. Pour les spins nucléaires I > 1/2, il faut cependant considérer 2. Matériau qui présente une très haute perméabilité magnétique, ce qui lui permet d’attirer les lignes de champs magnétiques.

l’effet du tenseur quadrupolaire Q dont les axes propres ne sont pas forcément confondus avec ceux de A. Des temps de cohérence de l’ordre de la milliseconde ont été recement mesurés à très bas champ magnétique dans167_Er3+_:Y

2SiO5 [74], profitant de très faibles

gradients Zeeman au premier ordre. D’autres systèmes montrent ce type de transitions d’horloge à zéro champ magnétique, comme par exemple les centres NV dans le diamant lorsque des contraintes sont appliquées dans des directions particulières [208].

V.5 Contrôle de la cohérence optique par polarisation des spins

hors équilibre

Dans cette partie, deux positions fréquentielles du laser seront particulièrement utili- sées. Elles correspondent au laser placé au centre des quatre transitions (1g≠4e), (1g≠3e),

(2g ≠ 4e) et (2g ≠ 3e). Nous appellerons cette position (1g2g ≠ 3e4e). L’autre position fré-

quentielle est sur la transition (3g ≠ 2e) et (1g ≠ 1e). Nous appellerons cette position

(1g3g ≠ 1e2e)

V.5.1 Introduction

En effectuant un pompage optique dans la largeur inhomogène optique, il est possible de créer une zone de transparence. C’est ce qu’on appelle le creusement de trou spectral (voirII.1.6). Si la largeur homogène est bien plus étroite que la largeur spectrale du laser (Γh π Γlaser), la zone de transparence créée dans le profil inhomogène de la transition

optique correspond à la largeur spectrale du laser. Les différentes classes d’ions sélec- tionnées par le laser vont se vider du niveau de spin fondamental résonant avec le laser pour peupler les autres niveaux de spin du fondamental qui sont non résonants. Pour les transitions optiques reliant ces autres niveaux de spin à l’état excité, il va donc y avoir des régions pour lesquelles l’absorption est plus grande qu’à l’équilibre thermique, ce sont des anti-trous. Un schéma explicatif est présenté sur la figure V.7 A). Les processus de relaxation de spin ainsi que les taux de branchement optique peuvent limiter le taux de polarisation maximal que l’on peut atteindre. Lorsque le pompage optique s’arrête, le système va progressivement revenir à l’équilibre thermique via les relaxations des spins. Ces relaxations peuvent correspondre à des relaxations spin-réseau ou bien des relaxations croisées (flip-flops).

Un phénomène surprenant apparaît lorsque l’on effectue un pompage optique dans

171_Yb3+_:Y

2SiO5 à champ nul pendant un temps bien supérieur au temps nécessaire pour

creuser un trou spectral (c’est à dire ∫ 10 ms dans nos conditions expérimentales). Non seulement les ions résonants avec le laser, mais également l’ensemble de la population pré- sente initialement dans le niveau de spin vont se polariser. C’est à dire que des ions non résonants avec le laser vont agir comme s’ils subissaient eux aussi un pompage optique. Ainsi, lorsque qu’un pulse laser est envoyé dans le massif d’absorption, en plus d’un trou spectral fin, le massif d’absorption se modifie entièrement, et cela selon une dynamique bien plus lente que celle du trou spectral fin. Nous appellerons ce phénomène le pompage

V.5 Contrôle de la cohérence optique hors équilibre 117