2.6 Imagerie et analyse des images
2.6.4 Imagerie par fluorescence
Le rapport signal `a bruit de notre syst`eme d’imagerie par absorption n’est pas limit´e par le bruit de la cam´era, mais par le bruit de notre faisceau sonde. Si les variations globales d’intensit´e n’ont pas de cons´equence (elles se traduisent par une constante, non prise en compte, dans le profil de densit´e atomique calcul´e), le bruit `a l’int´erieur du faisceau se traduit par un bruit sur l’image finale. Dans notre situation exp´erimentale, ce bruit est bien au-del`a du bruit de photon, mal- gr´e nos efforts pour soigner le montage. Les instabilit´es m´ecaniques du faisceau posent ´egalement probl`eme, car si le faisceau se d´ecale l´eg`erement entre les deux images (la premi`ere sans atome, la deuxi`eme avec atomes), cela revient `a rajouter un bruit suppl´ementaire. De plus, dans ce cas, les structures pr´esentes dans le profil d’intensit´e du faisceau, telles que des franges ou des petits anneaux24, ne
disparaissent pas totalement lors de la division d’images.
Afin de s’affranchir de ces bruits li´es `a la sonde, on peut avoir int´erˆet `a faire de l’imagerie par fluorescence. Notamment, si l’on dispose d’une cam´era de grande efficacit´e, on pourra, `a condition d’´eviter soigneusement toute lumi`ere parasite, d´etecter de tr`es faibles nombres d’atomes. Dans ce but, nous avons acquis une cam´era amplifi´ee EMCCD25 (mod`ele C9100 de Hamamatsu), dont l’efficacit´e
quantique vaut 0.45 `a 780 nm, et dont le signal d´etect´e par chaque pixel est amplifi´e, avec un gain pouvant ˆetre choisi entre 6 et 2000. L’avantage de cette
23On n´eglige dans cette discussion les ´eventuels effets des collisions, notamment hydrodyna-
miques, qui peuvent l´eg`erement modifier l’expansion (en la rendant anisotrope par exemple). Voir la th`ese de F. Gerbier pour une discussion de ces effets [87].
24Ceux-ci sont dus au rubidium d´epos´e sur les parois de la cellule. Cela forme des points
noirs, qui ne sont pas au plan objet de l’imagerie, et dont l’image constitue donc des anneaux.
2.7 Conclusion 69
amplification est que le bruit d’obscurit´e de la cam´era augmente bien moins vite que le gain, et peut donc devenir n´egligeable. Il reste, bien sˆur, `a diminuer le plus possible toute lumi`ere parasite, dont le bruit correspondant est ´egalement amplifi´e.
Plus pr´ecis´ement, en utilisant le gain maximum, le bruit de la cam´era (bruit de lecture ´equivalent avant amplification) est inf´erieur `a un ´electron, ce qui cor- respond donc `a environ deux photons. Nous ´eclairons les atomes avec les faisceaux pi`eges, ramen´es `a r´esonance, et nous disposons donc d’assez de puissance pour saturer la transition. Pendant une impulsion de dur´ee tfluo, le nombre de photons
diffus´es par atomes est donc de l’ordre de Γtfluo/2, soit de l’ordre de 1000 photons
pour une impulsion de 50 µs. Avec une ouverture num´erique ON = 0.15, nous
en collectons une fraction ' ON2 ∼ 0.02, soit environ 20 photons par atomes,
c’est-`a-dire 10 effectivement d´etect´es. Nous voyons donc que le bruit de la ca- m´era n’est pas limitant, mˆeme jusqu’`a la d´etection d’un atome par pixel (nous supposons que l’image d’un atome ne s’´etale pas sur plusieurs pixels).
Enfin, le caract`ere incoh´erent de l’imagerie par fluorescence supprime les franges qui apparaissent souvent sur les images par absorption, `a cause des r´e- flexions parasites sur les faces de la cellule [Fig. 2.23].
(a) (b)
Fig. 2.23 – Comparaison de deux images de nuages atomiques (contenant 2 × 108
atomes, avant ´evaporation) prises en absorption (a) et en fluorescence (b). Les franges parasites ne sont pas pr´esentes dans l’image par fluorescence.
2.7
Conclusion
Dans ce chapitre, nous avons pr´esent´e le dispositif exp´erimental permettant d’obtenir un condensat de Bose-Einstein, ainsi que la mani`ere de caract´eriser les nuages atomiques ainsi produits. Ce dispositif nous permet d’obtenir des
condensats d’environ un million d’atomes de mani`ere stable et r´ep´etable, en un cycle d’une quarantaine de secondes.
Nous allons pouvoir ensuite utiliser ce condensat comme source coh´erente
pour des exp´eriences d’optique atomique, en produisant des lasers `a atomes.
Fig. 2.24 – Vue g´en´erale du dispositif exp´erimental. La partie source (four) est hors du champ, `a gauche. Le banc laser est cach´e sous les cartons noirs.
C H A P I T R E 3
Lasers `a atomes `a extraction
gravitationnelle
Une fois l’obtention d’un condensat acquise, nous souhaitons l’utiliser comme source coh´erente d’atomes, c’est-`a-dire produire un laser `a atomes. Nous avons pour cela mis en œuvre la m´ethode la plus simple, `a savoir le couplage radiofr´e- quence (RF) [34]. Une fraction des atomes est coupl´ee vers un ´etat insensible au champ magn´etique et subit alors l’acc´el´eration de la gravit´e, cr´eant ainsi un jet continu d’atomes issu du condensat et se propageant ensuite vers le bas. Nous allons d´ecrire dans ce chapitre la r´ealisation de tels lasers `a atomes.
Nous pr´esentons dans un premier temps quelques ´el´ements th´eoriques permet- tant de traiter ces lasers ainsi que le couplage RF (§3.1). Nous pr´esentons ensuite leur r´ealisation exp´erimentale (§3.2). Ce sera ´egalement l’occasion de pr´esenter les mesures des fluctuations du biais magn´etique (§3.2.2), et de discuter d’une exp´erience de battements entre lasers `a atomes issus du mˆeme condensat (§3.2.3). Enfin, nous rapportons nos ´etudes sur le mode transverse du laser `a atomes (§3.3), et particuli`erement sur l’effet important que peuvent avoir les interactions avec le condensat sur la qualit´e du faisceau. Nous serons pour cela amen´es `a d´efinir le facteur de qualit´e M2 du laser `a atomes, en utilisant la profonde analogie avec les lasers photoniques.
3.1
Description th´eorique
La r´ealisation d’un laser `a atomes n´ecessite, outre un condensat, un coupleur de sortie. Il s’agit donc d’autoriser des atomes `a sortir du pi`ege magn´etique. Nous utilisons pour cela la mˆeme technique qu’`a l’´etape d’´evaporation (§2.5.5), c’est-`a-dire un champ radiofr´equence induisant une transition entre l’´etat pi´eg´e |F = 1, mF = −1i et l’´etat non pi´eg´e |F = 1, mF = 0i. Cette fois cependant, la
fr´equence du champ est telle que le couplage a lieu dans le condensat (CBE), et son amplitude est choisie beaucoup plus faible, de mani`ere `a ce que la probabi- lit´e de transition soit petite, permettant ainsi l’obtention d’un faible flux continu
d’atomes issus du condensat. Nous allons dans cette partie pr´eciser ces deux
notions : position et amplitude du couplage. Cela passe par une description th´eo- rique succincte du syst`eme {CBE + laser + RF}. On trouvera des pr´esentations
plus compl`etes ou alternatives dans [40, 41, 87].