Type de pi`ege ∆0 U0 ∆νD1 ∆νD2 Γsp D/m
(MHz) (mK) (MHz) (MHz) (Ph/s) (mK/s)
Simple -70 -3.3 70 140 26 000 9.6
Crois´e lin. ⊥ lin. -140 -6.6 140 280 52 000 19.2 Crois´e lin. k lin. -280 -13.2 280 560 104 000 38.4
Tableau 3.3: R´ecapitulatif des param`etres exp´erimentaux concernant les diff´erents pi`eges dipo- laires possibles. Ces valeurs correspondent `a une puissance de P=15 mW et un waist de w0=16
µm.
Pour les param`etres pr´ec´edents, elle a pour valeur : νtr ' 10 kHz.
Dans le cas du pi`ege crois´e en configuration lin. ⊥ lin., la profondeur du pi`ege est multipli´ee par un facteur deux. De plus, `a cause de l’angle droit form´e par les deux faisceaux, le pi`ege est isotrope, avec un fr´equence d’oscillation de l’ordre de : ν⊥= νtr
√
2 ' 14 kHz.
En ce qui concerne le pi`ege crois´e en configuration lin. k lin., la profondeur du pi`ege est multipli´ee par 4, mais le plus gros effet provient des franges d’interf´erences qui provoquent une modulation de l’intensit´e le long de l’axe optique, avec une p´eriode i = λ/√2. Le potentiel qui en r´esulte a donc la forme :
U (z) = −4U0 " 1 + cos 2πz √ 2 λ !#
Par un d´eveloppement `a l’ordre 2, on aboutit `a une fr´equence d’oscillation donn´ee par :
νk= 2
s
2U0
mλ2
Pour une profondeur U0= 3.3 mK, on obtient une fr´equence de : νk ' 2 MHz.
3.6
Dispositif de visualisation
Pour observer le pi`ege dipolaire r´ealis´e, on utilise le dispositif d’imagerie d´ecrit `a la section 2.5. La fluorescence utilis´ee est induite par une sonde annexe, accord´ee sur la raie D1 `a 795 nm.
Ainsi, grˆace `a des filtres interf´erentiels, on s’affranchit de la lumi`ere parasite provenant des faisceaux `a 780 nm. De plus, comme la sonde est accordable, on peut visualiser s´epar´ement les atomes du pi`ege magn´eto-optique de ceux du pi`ege dipolaire, grˆace aux d´eplacements lumineux. Comme on travaille d´esormais sans dispositif de “ Dark-Spot ”, les atomes sont essentiellement pi´eg´es dans le sous-niveau fondamental F = 2.
3.6.1 Mise en place du faisceau sonde
De mani`ere plus pr´ecise, la sonde utilis´ee pour exciter les atomes provient du mˆeme laser Titane Saphir que celui que nous avons utilis´e pour visualiser le pi`ege dipolaire pr´ec´edent par absorption et sa mise en forme est repr´esent´ee sur la figure 3.16. Comme les acc`es optiques aux atomes pi´eg´es sont limit´es, on aligne ce faisceau sur une des voies du pi`ege magn´eto-optique. On utilise ´egalement le miroir qui, plac´e au bout de celle-ci, r´etro-r´efl´echit la sonde. On s’affranchit ainsi de la pression de radiation que la sonde exerce sur les atomes, puisqu’elle est alors sous la forme d’une onde stationnaire. La puissance utilis´ee varie de 10 `a 100 µW.
Figure 3.16: Mise en forme d´etaill´ee de la sonde. Comme le faisceau est superpos´e avec une des voies du pi`ege magn´eto-optique, il est r´etro-r´efl´echi, et la lame λ/2 permet de choisir le type d’onde stationnaire `a utiliser. Les deux λ/4 sont celles du faisceau du pi`ege magn´eto-optique.
De plus, une lame λ/2 permet de choisir sa polarisation pour qu’elle soit identique `a celle du pi`ege magn´eto-optique, c’est-`a-dire σ+/σ−. Ainsi, non seulement la sonde ne pousse pas les atomes, mais, en choisissant un d´esaccord rouge par rapport `a la raie D1, on dispose d’une
m´elasse `a une dimension, susceptible de les refroidir.
Ensuite, le choix de la taille du faisceau est particuli`erement important : il doit ˆetre suff- isamment fin pour ne pas cr´eer de lumi`ere parasite lorsqu’il passe entre les parties avant et arri`ere de l’objectif. En effet, cette lumi`ere ´etant `a 795 nm, elle n’est pas arrˆet´ee par les filtres interf´erentiels de l’imagerie.
Par ailleurs, ce faisceau doit ˆetre suffisamment large pour que sa divergence soit n´egligeable pendant tout son trajet aller-retour `a l’int´erieur de l’enceinte ultra-vide, dont la longueur est proche de 2 m. Pour supprimer l’effet de la pression de radiation, l’intensit´e de l’aller et du retour doit ˆetre la mˆeme. Dans ce but, on a mis en place un t´elescope qui double la taille du faisceau. La sonde a alors un diam`etre de l’ordre de 2 mm `a l’entr´ee de l’enceinte ultra-vide, ce qui rend la divergence du faisceau quasiment n´egligeable, tout en gardant un diam`etre suffisamment fin pour passer entre les deux parties de l’objectif. Grˆace au syst`eme d’imagerie form´e par la cam´era CCD, nous avons pu v´erifier que cette sonde n’induisait pas de lumi`ere parasite `a 795 nm.
L’ensemble du dispositif de visualisation est repr´esent´e sur la figure 3.17. Avec des puissances de 10 `a 100 µW et un rayon de 1 mm, le param`etre de saturation d’un des faisceaux s0 varie de
0.2 `a 2.
3.6.2 Repompeur annexe
Comme nous l’avons d´ej`a mentionn´e pr´ec´edemment, l’ajout d’une sonde sur la raie D1 `a
795 nm provoque une fort d´epompage, car aucune transition n’est ferm´ee. En plus du pompage hyperfin d´ej`a rencontr´e, on doit prendre en compte un pompage Zeeman, comme le montre la figure 3.18. En effet, `a cause de la polarisation σ+/σ− de la sonde, les atomes pourraient s’accumuler dans les sous-niveaux Zeeman de moment magn´etique le plus ´elev´e.
Cependant, grˆace `a la polarisation σ+/σ−, tous les sous-niveaux Zeeman semblent, au pre- mier abord, coupl´es `a la sonde. Mais dans une telle configuration, la pr´esence d’´etats non coupl´es au champ [33] est susceptible ´egalement de limiter la fluorescence induite par la sonde : une fois dans un tel ´etat, les atomes ne peuvent plus ˆetre excit´es et n’´emettent donc plus de lu- mi`ere. De plus, la superposition de deux ondes σ+/σ− contre-propageantes donne, en r´ealit´e, une polarisation lin´eaire locale qui tourne en forme de ”tire-bouchon”. Comme le coefficient de Clebsch-Gordan qui relie deux ´etat |F ; mF = 0i et |F0 = F ; mF0 = 0i est nul, le niveau
|F ; mF = 0i devient un ´etat non coupl´e. Le probl`eme du pompage optique dans le cas de
3.6. DISPOSITIF DE VISUALISATION 93
Figure 3.17: Dispositif utilis´e pour observer le pi`ege dipolaire. Une sonde et un repompeur induisent de la lumi`ere de fluorescence sur les atomes pi´eg´es, r´ecolt´e par le dispositif d’imagerie d´ecrit au paragraphe 2.5.
De plus, si le repompeur du pi`ege magn´eto-optique peut, a priori, compenser le d´epompage de la sonde, son efficacit´e est beaucoup plus faible dans le pi`ege dipolaire, `a cause des d´eplace- ments lumineux importants. On a donc ajout´e, comme le montre la figure 3.17, un repompeur sp´ecifique, pour lequel on pourra, comme pour la sonde, choisir de d´ecaler sa fr´equence vers le bleu, afin de compenser les d´eplacements lumineux induits dans le pi`ege dipolaire. Sa mise en forme, identique `a celle d´ecrite pour la sonde `a la figure 3.16, permet ´egalement de choisir sa polarisation sous la forme σ+/σ−. Enfin, suivant le sous-niveau hyperfin sond´e (F = 1 ou F = 2), le repompeur sera accord´e sur l’autre sous-niveau (F = 2 ou F = 1).
3.6.3 Signal attendu pour un atome
L’objet de cette partie est de discuter de la quantit´e de lumi`ere de fluorescence ´emise par atome, et induite par la sonde annexe. Comme nous venons de le remarquer, le pompage optique est susceptible de la limiter et il est donc pr´ef´erable de travailler `a de faibles puissances. Par ailleurs, il faut ´egalement prendre en compte le chauffage induit par la sonde et qui, apr`es un certain temps, peut ´ejecter les atomes hors du pi`ege dipolaire. En effet, comme on dispose d’une onde stationnaire, on pourrait penser choisir la fr´equence de la sonde de fa¸con `a obtenir un refroidissement Doppler optimal, c’est-`a-dire pour un d´esaccord rouge de Γ/2.
Figure 3.18: Bilan des divers pompages optiques induits par une sonde annexe, accord´ee sur la transition 5S1/2(F = 2) → 5P1/2(F0 = 2). Sur la gauche, on observe le pompage hyperfin
habituel, compens´e par le repompeur du pi`ege magn´eto-optique. Sur la droite, on a sch´ematis´e le repompage Zeeman, induit, dans ce cas, par la polarisation σ+/σ− de la sonde. Un repompeur annexe, accord´e sur la transition 5S1/2(F = 1) → 5P1/2(F0 = 1), permet de s’affranchir des
d´eplacements lumineux, en repompant s´electivement les atomes du pi`ege dipolaire.
petit nombre d’atomes verront un tel d´esaccord. Par exemple, si on choisit comme r´ef´erence le d´eplacement lumineux moyen vu par les atomes du pi`ege dipolaire, ceux du fond du pi`ege verront un grand d´esaccord rouge alors que les atomes de la p´eriph´erie verront une sonde d´ecal´ee vers le bleu. Il est alors probable que ce refroidissement soit compl`etement inefficace et que le chauffage l’emporte largement.
Pour ces deux raisons, il est n´ecessaire de travailler `a de faibles param`etres de saturation. Si on d´esirait ´evaluer le chauffage de la sonde, il faudrait non seulement prendre en compte le coefficient de chauffage Dm, mais ´egalement le changement de signe du coefficient de friction α pour une sonde d´esaccord´ee vers le bleu [32], `a cause des d´eplacements lumineux. De plus, comme il faudrait savoir quelle fraction des atomes voient une sonde sur le rouge ou sur le bleu, le calcul semble particuli`erement d´elicat. La seule chose que l’on puisse esp´erer est que le refroidissement du pi`ege magn´eto-optique compense au mieux les effets n´efastes de la sonde.