1.3 Vue d’ensemble de l’expérience
1.3.3 Imagerie
Afin d’obtenir les données expérimentales, nous éteignons le piège et laissons les atomes tomber pendant un temps de vol limité par la taille de la cellule (e.g. pour un condensat réalisé dans la première cellule, tmaxvol ∼ 26 ms). À partir des images obtenues par temps de vol, on extrait directement les caractéristiques du condensat initial via les lois d’échelle (cf. § 1.1.5). Nous disposons de deux méthodes complémentaires pour imager les atomes : l’imagerie par absorption et l’imagerie par fluorescence.
EMCCD a) b) Faisceau sonde Faisceaux fluorescence EMCCD
Figure 1.7: Méthodes d’imagerie du nuage atomique. a) Imagerie par absorption : le faisceau sonde est résonnant avec le nuage atomique. Un transport d’image permet de mesurer son absorption par le nuage. En divisant par une image de référence du faisceau, on obtient la densité optique du nuage. b) Imagerie par fluorescence : des faisceaux à résonance contra-propageants sont envoyés hors axe d’imagerie. Une fraction de l’émis- sion de fluorescence des atomes est collectée par le dispositif de transport d’image.
Imagerie par absorption
Dans le cas de l’imagerie par absorption, les atomes sont éclairés (pendant une temps t = 50 µs) dans l’axe de l’imagerie par le faisceau sonde collimaté, résonnant sur la transition F = 2 → F0 = 3 (cf. § 1.3.2). Un transport d’image permet d’imager le plan des atomes de sorte que l’on mesure l’ombre créée par leur absorption à résonance. L’intensité mesurée I(y, z) est alors reliée à l’inten-
sité I0 de l’onde incidente par la loi de Beer-Lambert :
I(y, z) = I0(y, z) exp (−OD(y, z)) (1.43)
où OD(y, z) =R
n(x, y, z)σ(I0, δ)dx est la densité optique du nuage intégrée selon
l’axe de l’imagerie, et σ(I0, δ) est la section efficace d’absorption des photons par
le rubidium pour un désaccord δ par rapport à la transition d’imagerie. Celle-ci est donnée par [118] :
σ(I0, δ) = C 3λ2 2π 1 1 +2δΓ2+ I0 Isat (1.44) = C3λ 2 2π 1 1 + 4δ2/Γ2 1 1 + s(δ) (1.45)
où C tient compte de la structure multi-niveaux de l’atome5, et s(δ) est le pa- ramètre de saturation :
s(δ) = s0/(1 + 4δ2/Γ2) avec s0= I0/Isat (1.46)
avec, pour le rubidium, Isat = 1, 67 mW/cm2.
En pratique, afin d’avoir un signal indépendant de l’intensité incidente I0, on se place dans le régime de faible saturation (s0 1). On peut alors obte-
nir la densité colonne en divisant une image correspondant au signal atomique Ioutat à une image de référence sans les atomes Ioutref, prise quelques dizaines de millisecondes plus tard :
n2D(y, z) = 1 σ0 ln I ref out(y, z) Iat out(y, z) ! (1.47)
La limite de sensibilité associée à cette méthode d’imagerie est liée aux fluc- tuations de l’intensité I0 du faisceau sonde. Celles-ci sont d’environ 5% (entre l’image des atomes et l’image de référence), ce qui correspond à une densité minimale détectable de 0, 4 at/µm2. De plus, les parois de la cellule créent un système de franges dans le faisceau sonde, qui peut ne pas disparaître lors de la division d’image à cause des vibrations mécaniques de la cellule (cf. Fig. 1.7).
Imagerie par fluorescence
Dans le cas de l’imagerie par fluorescence, on éclaire les atomes (pendant une temps t = 50 µs) par des faisceaux contra-propageants, hors axe d’imagerie, à résonance sur la transition F = 2 → F0 = 3. Les atomes peuvent alors absorber des photons et les réémettre par émission spontanée dans toutes les directions de l’espace. On collecte la fraction des photons qui entre dans le dispositif de transport d’image : Iout(y, z) = Ω 4π s(δ) 1 + s(δ)Γ~ω0n2D(y, z) (1.48) 5. En supposant que ceux-ci n’ont pas de polarisation privilégiée, C ∼ 7/15 [91].
où Ω est l’angle solide de collection des photons émis par fluorescence atomique, proportionnel à l’ouverture numérique O.N. du système optique de collection :
Ω 4π ≈
O.N.2
4 (1.49)
Une seule image suffit ici pour obtenir la densité du nuage atomique6. Au contraire de l’absorption, il est intéressant ici de travailler à forte saturation (s0 1), afin que le signal soit à la fois indépendant de l’intensité incidente I0 et aussi plus intense. Par ailleurs, afin de collecter un maximum les photons
émis, il est ici essentiel de travailler avec des ouvertures numériques importantes. Enfin, l’utilisation d’une caméra amplifiée permet de détecter un faible flux de photons, c’est à dire des densités atomiques très faibles [93]. En pratique, la densité minimale mesurable est limitée par la résolution spatiale du système d’imagerie, son ouverture numérique et le bruit d’obscurité de la caméra. Nous donnons ci-dessous une description précise des dispositifs d’imagerie dans cha- cune des deux chambres de science.
Mise en œuvre expérimentale
Les caméras utilisées sont des caméras amplifiées EMCCD (Hamamatsu C9102 ) dont la matrice CCD est composée de 1000 × 1000 pixels de 8 µm de côté. Leur efficacité quantique est de 0, 45 à 780 nm et le signal détecté par chaque pixel est amplifié avant la lecture d’un facteur pouvant être choisi entre 6 et 2000.
– Sur la première cellule, l’accès optique est limité par la monture du dipôle du piège magnétique (cf. § 1.4.1.3) : O.N. = 0, 15. Le transport d’image est constitué de deux doublets (Clairauts), de focale f = 120 mm montés en conjugaison f /2f /f , de manière à ce que le grandissement (ici de 1) soit robuste par rapport à la position du nuage relativement au foyer du premier objectif. La résolution théorique du système optique est alors de 3 µm, néanmoins, la présence d’aberrations limite cette valeur. Nous mesurons expérimentalement une résolution de 8 µm en absorption, soit la surface d’un pixel. La densité atomique minimale mesurable par fluores- cence est alors d’environ 0, 03 at/µm2 en fluorescence [93], c’est à dire une
bien meilleure performance que la limite correspondant à l’absorption. – Autour de la deuxième cellule, nous avons installé deux systèmes d’ima-
gerie identiques, permettant d’imager simultanément dans les directions x et y (cf. Fig. 1.8). Pour chacun, le système optique est composé d’un premier transport d’image de grandissement 2, 5. Il est constitué d’une première lentille asphérique de focale f1 = 20 mm, de diamètre 25, 4 mm, et d’ouverture numérique théorique O.N. ∼ 0, 5 ; et d’un doublet de focale f2 = 50 mm et de diamètre 22, 4 mm. La très forte ouverture numérique
6. En pratique, il est nécessaire de calibrer le coefficient de proportionnalité entre l’ampli- tude mesurée et la densité atomique. Pour cela, nous comparons des images en fluorescence à des images en absorption pour des nuages de densités optiques différentes [93].
disponible permet ici de capturer au maximum les photons émis par fluo- rescence. Un deuxième transport d’image de grandissement 1 est ensuite réalisé avec deux lentilles de focale 35 mm (ø25, 4 mm). Les deux systèmes sont placés en conjugaison f1/(f1 + f2)/f2 de sorte que le grandissement
ne dépend quasiment pas de la position relative du nuage et du foyer du premier objectif. Un diaphragme est de plus placé au centre du deuxième transport d’image afin de limiter l’ouverture numérique du système d’ima- gerie. En effet, nous avons observé qu’à pleine ouverture, les aberrations liées à l’utilisation d’une lentille asphérique de grande ouverture limitent la résolution7. En limitant l’ouverture à 0, 35, on mesure une résolution inférieure à 2 µm, proche de la résolution théorique de 1, 4 µm8. La sensi- bilité théorique de notre imagerie doit a priori nous permettre de détecter un atome unique avec un rapport signal à bruit de 3. Notons enfin que la profondeur de champ est ici très faible (∼ 13 µm).
Chambre de science Faisceau vertical du piège dipolaire z y x f=50 f=20 Dichroïque EMCCD camera EMCCD camera f=35 f=35 f=35 Diaphr f=35 f=50 f=20 ag me à ir is Diaphr ag me à ir is 30 23 16 23 Lentille asphérique (f=20 ; O.N.~0.5)
Figure 1.8: Schéma du montage permettant de réaliser l’imagerie dans la deuxième cellule, selon les directions x et y. À droite, détail de la géométrie de l’installation des deux lentilles asphériques autour de la chambre de science.