L’interférométrie atomique : exemple d’un interféromètre à atomes de Rb (780 nm)

atomes de Rb (780 nm)

L’interférométrie atomique utilise les mêmes principes que l’interférométrie classique (optique) : l’interférence de deux ondes parcourant chacune un chemin différent. Grâce au développement de la physique quantique dans les années 1920, la dualité onde-corpuscule de la matière a permis de nombreuses avancées importantes de la physique. Les premières expériences d’interférométrie

utilisant des particules ont été réalisées en 1927 avec des électrons [23]. En 1952, toujours en utilisant des électrons, Marton [24] propose le premier interféromètre à ondes de matière basé sur une configuration Mach-Zender, où il utilise des couches cristallines comme lame séparatrice pour les électrons. L’utilisation d’un interféromètre à ondes de matière a ouvert la voie à la mesure de précision de nombreuses grandeurs (champ de pesanteur, vitesse de rotation de la terre, mesure de la seconde,…).

Le principe d’un interféromètre atomique (Figure I.3-2) est semblable à celui d’un interféromètre optique (Figure I.3-1) : le faisceau d’atomes est séparé en deux chemins distincts puis recombiné afin d’interférer.

Néanmoins, à la différence des interféromètres optiques, les lames séparatrices et les miroirs standards ne sont pas utilisables pour les atomes : l’utilisation de lasers émettant des impulsions Raman permet de remplacer ces composants optiques.

I.3.1 La transition Raman stimulée

Le principe de la transition Raman est de mettre les atomes dans une superposition des deux niveaux d’énergie de l’état fondamental du Rb. Afin de réaliser cette superposition d’états, deux faisceaux lasers décalés en fréquence de l’écart de la transition horloge sont utilisés (Figure I.3-3).

Figure I.3-3 : Principe de la transition Raman stimulée (exemple du rubidium) Figure I.3-1 : Interféromètre optique Figure I.3-2 : Interféromètre atomique

Photons Séparatrice Séparatrice Miroir Miroir Voie 1 Voie 2 Atomes Lasers Lasers Voie 1 Voie 2

La transition Raman stimulée consiste à faire passer un atome de F=1 à F=2 en utilisant un pseudo niveau excité (ici, le niveau e) [25], [26]. Le premier laser est accordé sur la transition 1->e, ce qui permet d’exciter l’atome sur ce dernier. Le second laser, accordé sur la transition 2->e, va forcer l’atome à se désexciter vers le niveau 2 en émettant un photon par émission stimulée. Le système étudié peut ainsi être considéré comme un système à deux niveaux classiques auxquels on vient ajouter un troisième niveau excité fictif : ce cycle de pompage est équivalent aux oscillations de Rabi.

Figure I.3-4 : Probabilité de transition Raman stimulée de F=1 vers F=2

La Figure I.3-4 montre la probabilité de transition Raman stimulée d’un atome de Rb de F=1 vers F=2 en fonction du temps d’interaction avec les faisceaux lasers. Nous pouvons constater que pour une durée d’interaction plus longue que t_π, la probabilité de transition diminue. Cette diminution de la probabilité de transition s’explique par le fait qu’une fois l’atome en F=2, l’atome interagit toujours avec les faisceaux Raman, et ainsi, il répète le processus de transition pour peupler l’autre niveau fondamental. Par définition, la durée d’interaction de l’atome avec le faisceau permettant d’avoir une probabilité ½ de transition est appelée impulsion π/2 tandis que celle permettant d’avoir une probabilité de 1 est appelée impulsion π.

Une autre conséquence de la transition Raman stimulée avec des faisceaux contrapropageant sera la modification de la trajectoire de l’atome (Figure I.3-5).

0 2 4 0,0 0,5 1,0 tπ P ro b a b ili té d e t ra n s it io n F = 2 Temps (µs) tπ/2

Figure I.3-5 : Schéma de principe de la modification de la trajectoire de l'atome par la transition Raman stimulée

En effet, l’atome, absorbant un photon du faisceau laser 1, subit également sa pression de radiation et donc un déplacement dans le sens de propagation du faisceau 1. De plus, le photon émis par l’atome, issu de l’émission stimulée provoquée par le faisceau 2, se propage dans le même sens que le faisceau 2. L’atome subit ainsi un déplacement, opposé à celui du photon émis, qui s’additionne avec le premier déplacement. Ainsi, l’atome se propageant initialement avec une vitesse , perpendiculaire aux faisceaux, voit sa trajectoire modifiée. Ce changement de trajectoire est l’une des clés permettant l’interférométrie atomique.

I.3.2 Principe de l’interférométrie atomique

L’interférométrie atomique est basée sur les mêmes principes que l’interférométrie optique : l’étude des interférences dues à la différence des phases entre chaque bras.

Figure I.3-6 : Schéma de principe de l'interférométrie atomique

Une fois la préparation des atomes effectuée (tous les atomes se retrouvent dans le niveau d’énergie F=1 du fondamental), ils sont envoyés dans l’interféromètre (Figure I.3-6) :

• Ils passent tout d’abord dans le premier couple de faisceaux laser créant une impulsion π/2. Ainsi, chaque atome se retrouve dans une superposition cohérente des états F = 1 et F= 2.

F = 1 F = 2 Pulse Pulse Pulse Laser Laser Pulse Pulse ^Pulse

Chaque composante de cette superposition va suivre un chemin différent du fait de l’effet de recul de la transition Raman pour les atomes ayant transités.

• Les atomes continuent ensuite leurs chemins jusqu’au second couple de faisceaux laser qui, eux, produisent une impulsion π. Ainsi, tous les atomes transitent vers l’autre niveau d’énergie du fondamental, i.e. tous les atomes se trouvant en F=2 transitent vers F=1 tandis que ceux en F=1 passent en F=2. Les trajectoires des deux chemins s’en retrouvent modifiées et convergent entre-elles, permettant une recombinaison des paquets d’ondes atomiques au niveau du troisième couple de faisceaux lasers qui génère à nouveau une impulsion π/2 afin de recréer la surperposition d’états.

• Suivant la configuration de l’interféromètre, l’étude de la différence de phase relative entre les deux chemins à la sortie de l’interféromètre permet de remonter à certaines grandeurs physiques telles que Ω (gyromètre), g (gravimètre), etc.