Le principe du dispositif consiste `a utiliser le montage r´ealisant le pi`ege dipolaire dans un r´egime de faible focalisation, si bien que le faisceau peut ˆetre consid´er´e comme parall`ele, du moins `a l’´echelle de son waist. Ainsi, comme le faisceau n’utilise qu’une toute petite partie de l’ouverture num´erique de l’objectif, on peut s’´ecarter de l’axe optique et lui donner alors une direction ascendante `a 45◦, au niveau du foyer de l’objectif. Pour r´ealiser le second faisceau, on r´einjecte la lumi`ere qui ressort de l’enceinte par la partie arri`ere, apr`es l’avoir remise en forme. Comme les deux faisceaux qui se croisent sont ascendants `a 45◦, les franges d’interf´erences sont des plans verticaux, orthogonaux `a l’axe optique.
3.5.1 Mise en forme de l’aller
Le faisceau du pi`ege dipolaire provient, comme dans le cas de celui que nous avons observ´e par absorption, d’un laser Titane Saphir, pomp´e par un laser Argon. Ce faisceau est filtr´e spatialement par une fibre optique monomode.
Figure 3.12: Mise en forme du faisceau aller. Si on se place en r´egime de faisceau “ quasi parall`ele ” et si on d´eplace la fibre de 100 µm au dessus de l’axe optique, le faisceau vient focaliser sur le bas de la lentille d’entr´ee de la partie avant de l’objectif. Au niveau du foyer de l’objectif, on a alors un faisceau ascendant `a 45◦, dont le waist est de 16 µm. Les rayons lumineux ne sont repr´esent´es qu’`a partir de l’entr´ee dans l’enceinte ultra-vide.
La mise en forme du faisceau aller est repr´esent´ee sur la figure 3.12. On part de la position pour laquelle le faisceau pi`ege est quasi-parall`ele (section 2.4.3), mais toujours align´e avec l’axe optique du dispositif. Dans ce r´egime, le faisceau focalise sur la lentille d’entr´ee de l’objectif et reste quasiment parall`ele dans tout l’objectif. Ensuite, en d´epla¸cant de 100 µm vers le haut la fibre qui filtre le laser du pi`ege dipolaire, le faisceau suit le trajet sch´ematis´e sur la figure 3.12 et fait alors un angle ascendant de 45◦ au niveau du centre de l’objectif. Dans ces conditions, le faisceau poss`ede un waist w0 = 16 µm et une longueur de Rayleigh zr = 1 mm.
En fait, le caract`ere quasi-parall`ele du faisceau au centre de l’objectif est tout relatif. En effet, si on se r´ef`ere `a la figure 3.12, l’ouverture num´erique utilis´ee, de l’ordre de 0.03, est tr`es inf´erieure `a l’ouverture num´erique totale de 0,7071 et c’est dans ce sens que le faisceau est consid´er´e comme quasi parall`ele. Cependant, avec un waist de 16 µm, il est raisonnable de dire que le faisceau focalise au centre de l’objectif, et ce, malgr´e la d´enomination donn´ee `a ce r´egime, pour le diff´erencier du cas de forte focalisation.
3.5. R ´EALISATION EXP ´ERIMENTALE DU PI `EGE CROIS ´E 89
3.5.2 Pr´eparation du faisceau retour
Comme le faisceau est focalis´e au centre de l’objectif, il converge, `a nouveau, dans le plan conjugu´e du centre de l’objectif par la partie arri`ere. Pour obtenir, `a partir de celui-ci, un faisceau retour qui fasse ´egalement un angle ascendant de 45◦ au centre de l’objectif, mais cette fois en passant par la partie arri`ere, il suffit que ce faisceau soit le sym´etrique de l’aller par rapport `a l’axe optique.
Figure 3.13: Mise en forme du faisceau retour `a partir du faisceau aller.
La fa¸con de proc´eder est repr´esent´ee sur la figure 3.13. D’une part, grˆace `a un jeu de deux miroirs, on fait en sorte de refaire passer l’axe de propagation du faisceau retour par le point conjugu´e du centre de l’objectif. Ainsi, le faisceau retour se propagera de fa¸con sym´etrique par rapport `a l’aller. D’autre part, on utilise un montage de grandissement -1, form´e par une lentille de focale f = 200 mm pour conjuguer `a nouveau l’image du centre de l’objectif sur lui-mˆeme. On dispose alors, dans le plan conjugu´e de celui du foyer de l’objectif, d’un faisceau retour, dont la direction est sym´etrique `a celle de l’aller par rapport `a l’axe optique, et dont le waist est identique. On a donc, finalement, deux faisceaux `a 45◦ de l’axe optique, qui se coupent au centre de l’objectif, comme le montre la figure 3.14.
Figure 3.14: Trajet des faisceaux aller et retour `a l’int´erieur de l’objectif. Les deux faisceaux forment, chacun, un angles de 45◦ avec l’axe optique.
Grˆace `a une lame λ/2, on est ´egalement en mesure de choisir la polarisation du faisceau retour. Dans le cas d’une configuration o`u les deux champs ´electriques sont parall`eles (lin. k lin.), les interf´erences cr´eent des franges d’´egale intensit´e, sous la forme de plans orthogonaux `a l’axe optique. Dans le cas d’un contraste parfait, l’intensit´e maximale atteint alors quatre fois
celle d’un faisceau unique. A cause de la g´eom´etrie choisie, les deux faisceaux du pi`ege crois´e font, entre eux, un angle de θ = 90◦. L’interfrange est donc donn´ee par : i = λ/[2 sin(θ/2)] = λ/√2, soit environ i = 0.6 µm. On dispose donc de micro-pi`eges dipolaires, sous la forme de “ galettes ” verticales, espac´ees d’un interfrange i. Quant au pi´egeage transversal, il est assur´e par le gradient d’intensit´e, dˆu `a la focalisation sur un waist de 16 µm.
On peut ´egalement choisir d’´eviter les interf´erences, en utilisant des champs ´electriques or- thogonaux (lin. ⊥ lin.). Dans ces conditions, l’intensit´e obtenue n’est plus que deux fois celle d’un faisceau unique et les d´eplacements lumineux sont donc plus faibles.
Enfin, il est n´ecessaire de prendre de grandes pr´ecautions avec le syst`eme d’imagerie, d´ecrit `
a la section 2.5. En effet, `a cause de la focalisation du faisceau du pi`ege dipolaire sur la lentille d’entr´ee de l’objectif, la quantit´e de lumi`ere diffus´ee par cette surface est suffisante pour ˆetre observ´ee, malgr´e les filtres interf´erentiels, sur la cam´era CCD. Ce ph´enom`ene est particuli`erement critique pour le faisceau retour, qui se propage dans le mˆeme sens que le syst`eme d’imagerie.
Figure 3.15: Filtrage des taches parasites, provenant du faisceau du pi`ege dipolaire. Cependant, comme le montre la figure 3.14, ces deux faisceaux sont tr`es excentr´es sur la lentille d’entr´ee de l’objectif. Ils le seront donc ´egalement sur le plan du diaphragme de l’imagerie, conjugu´e de la lentille d’entr´ee de l’objectif. Comme le montre le sch´ema 3.15, la taille du trou est choisie pour laisser passer une grande partie de la fluorescence utilis´ee pour l’imagerie, qui se propage parall`element `a l’axe optique, tout en coupant la lumi`ere parasite provenant des faisceaux du pi`ege dipolaire.
3.5.3 Caract´eristiques du pi`ege
L’objet de ce paragraphe est de donner une id´ee des param`etres des pi`eges dipolaires que l’on peut r´ealiser avec le dispositif d´ecrit pr´ec´edemment. Contrairement au cas du pi`ege dipolaire observ´e par absorption, il est impossible d’aller v´erifier exp´erimentalement la taille du waist au niveau du centre de l’objectif. Cependant, les mesures effectu´ees sur le faisceau, `a la sortie de l’enceinte ultra-vide, apr`es la travers´ee compl`ete de l’objectif, est assez coh´erente avec le calcul effectu´e grˆace au logiciel CODE V. On peut donc faire relativement confiance au waist calcul´e par ce dernier, dont la valeur est de l’ordre de w0 = 16 µm. Pour une puissance de faisceau de
P = 15 mW et un d´esaccord rouge de δ2 = −100 GHz par rapport `a la raie D2, les param`etres
correspondant aux diff´erents pi`eges sont r´esum´es dans le tableau 3.3.
Pour se donner une id´ee du confinement, on peut ´egalement donner la valeur des fr´equences d’oscillations dans le pi`ege dipolaire crois´e. Si U0est la profondeur du puits pour un seul faisceau,
la fr´equence transversale, pour un mouvement orthogonal `a l’axe du faisceau, est donn´ee par : νtr = 1 2π s 4U0 mw20