a a a a a b c d e f g e x z y
Fig. 4.2: Montage exp´erimental. (a) Faisceaux de refroidissement de fr´equences ωx =
ω45− 2.5Γ, ωup = ωx− ∆ et ωdn = ωx+ ∆. (b) Conducteurs pour gradient magn´etique 2D. (c) Source d’atomes froids. (d) Jet continu d’atomes froids. (e) Faisceaux pompe de
fr´equence ω = ω45− 2.5Γ. (f) Faisceau sonde de fr´equence ωp= ω + δω o`u δω est balay´e de
±200 kHz. (g) Photo-d´etecteur. La polarisation du faisceau sonde est lin´eaire et parall`ele
`a celle du faisceau pompe co-propageant. L’angle entre pompe et sonde est exag´er´e sur la figure, en pratique il est de 1 `a 2 degr´es.
4.2
Dispositif exp´erimental
4.2.1
Production du jet d’atomes froids
Le dispositif exp´erimental est repr´esent´e sur le sch´ema de la figure 4.2. La partie sup´erieure constitue la source du jet continu. Elle a d´ej`a ´et´e d´ecrite en d´etails dans [43]. Elle est constitu´ee d’une trappe magn´eto-optique 2D qui confine les atomes dans le plan Oxy mais pas dans la direction ver- ticale. Les atomes sont extraits du pi`ege par la technique de la m´elasse d´efilante. La fr´equence des faisceaux descendants (respectivement montants) est d´ecal´ee de +∆ (−∆) par rapport `a celle des faisceaux Ox. La vitesse de lancement th´eorique3 est donn´ee par v
l = (λ/ cos α)∆/2π o`u λ = 852.1nm
et α = π/4, par cons´equent vl = 1.205MHzm/s. Ainsi on obtient un jet atomique
ayant un flux de l’ordre de 108atomes par seconde, une temp´erature comprise
3La vitesse de lancement r´eelle est un peu diff´erente `a cause du champ magn´etique
r´esiduel dans la r´egion de la source et des imperfections g´eom´etriques des faisceaux de refroidissement. De plus la vitesse locale du jet atomique diff`ere de la vitesse de lancement `a cause de la gravitation et de la pression de radiation.
54 Chapitre 4. Diagnostic utilisant la spectroscopie
entre 50 et 300 µK et une vitesse r´eglable entre 1 et 12 m/s [43].
Les faisceaux lasers utilis´es pour la mesure de la distribution de vitesse sont repr´esent´es sur la partie inf´erieure de la figure 4.2. Le faisceau pompe est r´etro-r´efl´echi pour ne pas pousser les atomes dans la direction x. Il est polaris´e lin´eairement et, avec le faisceau r´etro-r´efl´echi, il forme une m´elasse lin⊥lin qui refroidit les atomes dans la direction x tout en les r´echauffant dans les directions transverses. Son effet sur la mesure de temp´erature sera discut´e plus loin. Le faisceau sonde fait un petit angle θ (1 `a 2 degr´es) avec le faisceau pompe. Sa polarisation est lin´eaire et parall`ele `a celle du faisceau pompe co-propageant.
4.2.2
G´en´eration des faisceaux laser pompe et sonde
La production des faisceaux laser pompe et sonde est d´ecrite dans le sch´ema de la figure 4.3. Les deux faisceaux sont issus du mˆeme laser `a cavit´e ´etendue, le laser maˆıtre, qui est asservi par absorption satur´ee quelques Γ en dessous de la transition F = 4 → F0= 5 de la raie D2 du c´esium. Sa lumi`ere est
amplifi´ee par le laser esclave, qui est une diode laser Fabry-Perot inject´ee, avant d’ˆetre scind´ee en deux parties. La premi`ere partie est inject´ee dans une fibre pour ˆetre utilis´ee comme faisceau laser pompe. Sa fr´equence vaut
ω = ω450− 2.5 Γ et son intensit´e est comprise entre 5 et 30 mW/cm2. Quant `a
la seconde partie, elle est d´ecal´ee en fr´equence `a l’aide de deux modulateurs acousto-optiques successifs mont´es en double-passe, puis inject´ee dans une fibre pour ˆetre utilis´ee comme faisceau sonde. Son intensit´e vaut 0.1 mW/cm2
et sa fr´equence est donn´ee par ωp = ω + δω o`u δω = 2π δf est balay´e de ± 2π × 200 kHz.
4.2.3
Mesure du spectre de transmission
Pour observer la RIR, nous varions la fr´equence du faisceau sonde et nous mesurons l’intensit´e transmise dans le photo-d´etecteur. Cette mesure, dont le principe est extrˆemement simple, s’av`ere d´elicate en pratique car la fraction de la lumi`ere qui est absorb´ee par les atomes est tr`es petite, elle vaut environ 1/10000. Dans ces conditions, toute contribution parasite devient tr`es gˆenante. Il a donc fallu trouver des moyens pour se d´ebarrasser du bruit du laser et de la lumi`ere parasite (comme la lumi`ere de fluorescence). La figure 4.4 pr´esente les d´etails du dispositif exp´erimental que nous avons utilis´e pour mesurer le spectre de transmission.
Pour ´eliminer la lumi`ere de fluorescence, nous utilisons les deux lentilles
f1,f2 et le pin-hole. En effet, si le trou est suffisamment petit, ce dispositif ne
laisse passer que la lumi`ere qui est collimat´ee et parall`ele au faisceau sonde. C’est bien ce qu’on veut puisqu’on cherche `a observer de l’absorption ou de l’amplification stimul´ee du faisceau sonde.
4.2. Dispositif exp´erimental 55 AOM1 λ/4 +1 80 MHz 80 MHz + δf Slave laser diode Master ECLD λ/2 AOM2 λ/4 -1 Pump beam Probe beam PBS PBS PBS
Fig. 4.3: Sch´ema de la g´en´eration des faisceaux laser pompe et sonde. Le laser maˆıtre est constitu´e d’une diode laser Fabry-Perot mont´ee en cavit´e ´etendue. Sa lumi`ere est am- plifi´ee par le laser esclave qui est constitu´e d’une diode laser Fabry-Perot inject´ee. Le faisceau du laser esclave est scind´e en deux pour produire les faisceaux laser pompe et sonde. La fr´equence du faisceau sonde est d´ecal´ee de δf `a l’aide de deux modulateurs acousto-optiques (AOM) mont´es en double-passe. Le premier AOM1 d´ecale la fr´equence de +160 MHz + δf , alors que le second AOM2 d´ecale la fr´equence de −160 MHz. Finale- ment les deux faisceaux sont inject´es dans des fibres optiques monomodes `a maintien de polarisation. PBS : cube s´eparateur de polarisations. λ/2 : lame demi-onde. λ/4 : lame quart d’onde.
56 Chapitre 4. Diagnostic utilisant la spectroscopie λ/2 λ/4 λ/2 PD1 PD2 +- f1 f2 Pump beam Probe beam PBS atomic beam
Fig. 4.4: Sch´ema de la mesure du spectre de transmission. Le faisceau sonde est divis´e en deux parties, une partie passe par le jet atomique, mais l’autre pas. Le photo-d´etecteur double mesure la diff´erence des photo-courants produits par ces deux faisceaux, ce qui permet de s’affranchir du bruit d’intensit´e du laser. Le groupe form´e des deux lentilles
f1,f2et du pin-hole a pour but d’´eliminer la lumi`ere de fluorescence. PBS : cube s´eparateur
de polarisations. λ/2 : lame demi-onde. f1,f2 : lentilles. PD1,PD2 : photo-diodes.
Pour s’affranchir du bruit d’intensit´e du laser, nous mesurons la diff´erence de puissance du faisceau sonde, avant et apr`es son passage dans le jet ato- mique. Pour cela, nous divisons le faisceau sonde en deux faisceaux de puis- sances ´egales. Le premier faisceau passe par le jet atomique, mais pas le second, et nous utilisons un photo-d´etecteur double pour effectuer la sous- traction des photo-courants produits par ces deux faisceaux.
4.2.4
R´esolution spectrale
La r´esolution spectrale de la m´ethode, qu’on note δωres, est limit´ee par la
vitesse de balayage selon δω2
res & d(δω)/dt et par le temps de transit selon δωres & 2π × 0.62 v/d o`u d diam`etre du faisceau Gaussien. En effet, comme
le temps d’interaction entre l’atome et les faisceaux Raman est fini, le si- gnal fourni par une classe d’impulsion donn´ee est limit´e par la transform´ee de Fourier. Autrement dit, le signal RIR mesur´e dans l’exp´erience est ´egal `a la convolution de la d´eriv´ee de la distribution d’impulsion avec la trans- form´ee de Fourier d’une impulsion carr´ee dont la largeur est ´egale au temps d’interaction [56]. Toutefois, la modification du signal est n´egligeable si on utilise un temps d’interaction suffisamment grand, et c’est ce que nous avons choisi de faire dans notre travail. Avec la vitesse la plus ´elev´ee que nous avons utilis´ee, qui est de 4 m/s, la r´esolution due au temps de transit vaut