forte interaction
IV.2.2 La séquence expérimentale
Nous passons maintenant à la description de la séquence expérimentale d’obtention des spectres micro-onde. Après la préparation d’un nuage de taille, température et nombre d’atomes souhaité, la séquence expérimentale d’excitation et détection d’atomes de Rydberg a lieu. Une réalisation complète de la séquence est présentée dans la figure IV.9. Pour un même nuage préparé, nous pouvons répéter cette même procédure plusieurs fois, avec un taux de répétition de 3 ms afin de ne pas saturer le comptage du Channeltron. Afin de garantir des conditions expérimentales similaires pour toutes les répétitions de la séquence, nous en faisons 10, au plus, par nuage froid préparé, car un petit chauffage causé par le laser rouge est inévitable dans le régime de fréquences de Rabi que nous utilisons. Ce chauffage s’accumule et change appréciablement la température du nuage après quelques dizaines de répétitions.
Au début de la séquence de la figure IV.9, une impulsion laser prépare un ensemble
d’atomes dans le niveau 60S. Après un délai tµ− tl, une impulsion micro-onde transfère
certains atomes du niveau 60S vers le niveau de mesure nS. Le délai tµ− tl est d’abord
gardé très court (0,5 µs) pour la mesure de distribution d’énergies d’interaction de
l’ensemble d’atomes de Rydberg. Le délai ti− tl entre l’impulsion laser et la détection des
atomes est égal à 150 µs, qui est un compromis entre le temps d’attente nécessaire pour que les signaux d’ionisation redeviennent fins (cf. discussion au chapitre 3 sur l’élargissement des signaux d’ionisation par interaction dipolaire) et la perte d’atomes par temps de vie.
Même en l’absence d’interactions, les signaux d’ionisation ont une largeur qui est fonction de l’évolution de l’état atomique pendant la rampe de champ électrique. La figure IV.10a montre les signaux d’ionisation des niveaux 60S, 61S et 62P, préparés
∆𝑡𝜇𝑜𝑛𝑑𝑒 60S → 𝒏S ∆𝑡𝑙𝑎𝑠𝑒𝑟 𝝅 (𝒏S → 𝒏′P) Ionisation 0.2 µs 5S → 60S tl tμ td t
Figure IV.9 – Séquence expérimentale de spectroscopie micro-onde à forte interaction entre atomes de Rydberg. Une impulsion laser prépare un ensemble d’atomes dans l’état 60S en interaction. Après un temps variable d’expansion du nuage atomique par interac-tion répulsive, une impulsion micro-onde vient sonder la transiinterac-tion 60S → nS. La dernière
impulsion π vers le niveau n0P de mesure est nécessaire pour améliorer le signal sur bruit
de la détection des niveaux de Rydberg dont les signaux d’ionisation se superposent par-tiellement avec le signal de l’état 60S. Nous l’utilisons pour le niveau 61S, par exemple, mais pas pour le niveau 57S. 150 µs après la préparation des atomes 60S, une rampe de champ électrique ionise les atomes, et accélère les ions produits vers le Channeltron pour leur détection. La discussion des durées d’impulsion laser et micro-onde est donnée dans le texte.
successivement avec des impulsions π de transfert micro-onde à partir d’atomes 60S, dans un piège magnétique peu dense. Ce signal a été créé avec une rampe d’ionisation ralentie autour du seuil d’ionisation des atomes 60S, pour éviter la saturation de la détection, montrée dans la figure IV.10b. Nous voyons que les signaux pour les niveaux 60S et 61S sont partiellement superposés. Nous voudrons mesurer un signal de comptage d’atomes dans le niveau 61S de l’ordre de 1, pour garantir que l’approximation faite lors de l’analyse du Hamiltonien des transitions micro-onde soit valable. La quantité d’atomes préparés dans le niveau 60S est, par contre, typiquement de plusieurs dizaines. Le signal sur bruit de cette détection sera alors très mauvais. Pour améliorer la détection du petit signal des atomes 61S lors de la spectroscopie de la transition 60S → 61S, nous transférons les atomes de l’état 61S vers l’état 62P par une impulsion π à un photon, faite 150 µs après l’excitation des atomes dans le niveau 60S. Ce temps d’attente est nécessaire, pour que le nuage ait le temps d’exploser par interaction répulsive, et que par conséquence la transition 61S → 62P ne soit pas affectée par l’interaction, ce qui est la même raison du temps d’attente avant la détection des atomes de Rydberg. Faite ainsi 150 µs après l’excitation des atomes, la transition présente la même efficacité que dans le piège peu dense. Cette impulsion est montrée sur la figure IV.9. Elle a une efficacité de 70 % (mesurée sur la courbe verte de la figure IV.10a) mais son effet est tout de même bénéfique pour le rapport signal sur bruit, car la quantité d’atomes 60S détectés dans la fenêtre de détection du niveau 61S dans les conditions des expériences que nous avons faites est supérieure à un, alors qu’elle est négligeable dans la fenêtre du niveau 62P (ionisé pratiquement au
5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 0 0 , 0 0 , 1 0 , 2 0 , 3 0 , 4 0 , 5 60S 62P C om pt es /µ s Temps d'arrivée (µs) 60S 60S + π(60S-61S) 60S + π(60S-61S) + π(61S-62P) 61S (a) 133𝜇𝑠 6𝜇𝑠 30 𝑉 30 𝑉 10 𝑉 80 𝑉 50𝜇𝑠 46 −4 96 230 T(µs) (b)
Figure IV.10 – (a) Signaux d’ionisation dans des pièges peu denses. Signal du niveau 60S pur (en rouge), le signal pour une impulsion π de transfert vers le niveau 61S (en noir), et le même plus une impulsion π de transfert du niveau 61S vers le niveau 62P (en vert). Le signal du niveau 60S est plus large, et plus bas, à cause de la forme de la rampe d’ionisation, montrée sur la figure (b), qui est ralentie autour de son seuil d’ionisation pour éviter des effets de saturation du comptage. Ces courbes nous permettent de déterminer l’efficacité de l’impulsion de transfert 61S → 62P. Les pics qui apparaissent vers 150 µs du début de la rampe d’ionisation sont les signaux adiabatiques d’ionisation des mêmes niveaux. même seuil que le niveau 63S). Lors de l’étude des transitions micro-onde vers des niveaux de seuils d’ionisation éloignés, comme la transition 60S → 57S, chaque niveau est détecté directement après les 150 µs de temps d’expansion, sans transfert vers un autre niveau P.
Les fréquences de Rabi micro-onde créées par les différentes puissances programmées sur le synthétiseur Anritsu 3692B sont calibrées sur des courbes de taux de transfert comme fonction de la durée de l’impulsion micro-onde, enregistrées dans des pièges magnétiques à grand volume et peu denses. La figure IV.11 montre un exemple d’une telle courbe de
0 2 4 6 8 1 0 0 , 2 0 , 4 0 , 6 0 , 8 T ra n s fe rt Durée (µs)
Figure IV.11 – Taux de transfert 60S → 57S comme fonction de la durée de l’impulsion micro-onde, fait dans un piège peu dense, montrant des oscillations d’amplitude de Rabi. A l’aide de ces courbes nous échelonnons la fréquence de Rabi créé par la puissance micro-onde envoyée par les fenêtres du cryostat.
Le choix de la fréquence de Rabi et de la durée de l’impulsion micro-onde sera discuté dans le paragraphe suivant, où nous analysons les premiers spectres enregistrés.