Mise en œuvre expérimentale du drainage atomique

Sources lasers

Les lasers utilisés pour le drainage atomique doivent être accordés sur les tran-sitions |¹S₀, F = 9/2i → |³P₁, F = 9/2i et |³P₁, F = 9/2i → |³S₁, F = 9/2i qui ont

été choisies car ce sont les transitions hyperfines les plus proches des transitions correspondantes pour le88Sr (voir le schéma des décalages isotopiques sur la fi-gure 4.11). On utilise le même type de diode pour ces deux lasers que celle utilisée pour réaliser le laser d’horloge. Ces diodes étant généralement spécifiées autour de 688 ou 689 nm, il n’y a aucune difficulté pour atteindre la longueur d’onde désirée.

Les deux diodes sont montées sur une cavité étendue utilisant un filtre inter-férentiel. Afin de bien résoudre la structure du niveau 3P₁ (de largeur 7.6 kHZ), le laser à 689 nm est asservi sur une cavité ultra-stable similaire à celle utilisée pour le laser d’horloge via la technique Pound-Drever-Hall. Son fonctionnement est en tout point similaire à celui du laser d’horloge, mis à part qu’il n’y a pas de stabilisation des vibrations mécaniques. La largeur de raie obtenue dans ce cas est

4.5. TRANSFERT DES ATOMES DANS LE PIÈGE DIPOLAIRE 139 1 S 0 3 P 0 3 P 1 3 P 2 1 P 1 461 nm 689 nm 3 S 1 688 nm 55 % 11 % 33 % 1 S 0 3 P 0 3 P 1 3 P 2 1 P 1 3 S 1 707 nm 679 nm (a) (b)

FIG. 4.10 – Schéma des niveaux intervenant lors du transfert des atomes dans le piège dipolaire. (a) Étape de drainage atomique, les atomes sont transférés vers les deux états métastables3P₀et3P₂. (b) Repompage des atomes piégés vers le niveau fondamental1S₀.

de l’ordre de 100 Hz. Afin de rattraper la différence de fréquence entre la cavité et la résonance atomique, on utilise également deux MAO dont un en double pas-sage, puis le signal est utilisé pour injecter un laser esclave afin de disposer d’une puissance plus importante. Toute cette partie du montage est située sur une table optique annexe. Dans le cas du laser à 688 nm, aucune stabilisation supplémen-taire n’est réalisée, et le faisceau sortant de la diode est directement utilisé pour réaliser un asservissement sur la résonance atomique. Il est monté sur la table optique principale. Le détail du montage est présenté sur la figure 4.12

Asservissement sur résonance atomique

De la même manière que pour le laser à 461 nm, les lasers à 688 nm et 689 nm sont asservis sur les résonances atomiques correspondantes de l’isotope bosonique

88Sr, qui a l’avantage de ne pas avoir de structure hyperfine. Pour cela on utilise la deuxième fenêtre du jet atomique secondaire. Les niveaux 3P₁ et 3S₁ ont par contre une structure Zeeman avec des sous-niveaux magnétiques m = −1, 0, 1. Cette dégénérescence est levée en appliquant un champ magnétique parallèle au sens de propagation des atomes, de manière à avoir tous les types de transition possibles.

Fréquence (MHz) 0 221.71 1351.97 -1241.44 88Sr 9/2 - 7/2 9/2 - 11/2 9/2 - 9/2 1S₀ 3P₁ Fréquence (MHz) 0 265.5 -864.9 -2180 88Sr 7/2 - 7/2 11/2 - 9/2 9/2 - 9/2 3P₁ 3S₁ 9/2 - 7/2 7/2 - 9/2 11/2 - 11/2 9/2 - 11/2 1573.9 1728.6 2704.6 -2715.6

(a)

(b)

FIG. 4.11 –Fréquences des transitions1S₀→ 3P₁(a) et3P₁→ 3S₁(b) pour les différents sous-niveaux hyperfins. Les fréquences sont relatives à la fréquence (unique) correspon-dante pour l’isotope88Sr.

la figure 4.12). L’ordre 0 sert à l’asservissement, alors que l’ordre +1 permet de rattraper le décalage entre la transition pour le boson et celle pour le fermion. Le faisceau traversant le jet atomique est rétro-réfléchi de manière à pouvoir observer un profil d’absorption saturée. En variant la fréquence du MAO en double passage servant à injecter le laser esclave (AO1), on peut voir passer les trois résonances

m = 0 → m⁰= −1, 0, 1, avec un creux d’absorption saturée d’environ 200 kHz de largeur. Cette largeur correspond au fait que la transition a été élargie par satura-tion. Pour s’asservir sur la résonance m = 0 → m0= 0, on utilise une modulation carrée de 100 kHz de profondeur, et on détecte la fluorescence des atomes de fa-çon synchrone. Le signal d’erreur est alors envoyé vers un ordinateur qui l’intègre numériquement et vient contrôler en retour la fréquence de AO1.

De la même manière, c’est l’ordre 0 de AO5 qui sert à l’asservissement sur la transition³P₁→³S₁(un MAO supplémentaire est utilisé pour décaler la fréquence dans le cas où l’on souhaite faire fonctionner l’horloge avec l’isotope⁸⁸Sr ; cette modification sera expliquée dans le chapitre 6). Le faisceau est également rétro-réfléchi et vient sonder les atomes juste après leur excitation par le laser à 689 nm, de manière à ce qu’une population significative se trouve toujours dans l’état³P1. La durée de vie de ce niveau est d’environ 100µs, donc tous les atomes sont re-tombés dans l’état fondamental 5 cm après l’interaction avec le laser à 689 nm.

4.5. TRANSFERT DES ATOMES DANS LE PIÈGE DIPOLAIRE 141

Un petit décalage de quelques mm entre les deux faisceaux est donc suffisant. On peut alors observer les deux résonances m⁰= 0 → m⁰⁰= ±1, la troisième ayant un coefficient de Clebsch-Gordan nul. Le même type d’asservissement vient contrô-ler le transducteur piézoélectrique qui contrôle la longueur de la cavité étendue du laser, de manière à se maintenir au milieu des deux résonances observées avec la photodiode.

Alignement des faisceaux

Une fois asservis, les deux faisceaux doivent être superposés puis envoyés vers la chambre à vide. La superposition est réalisée à l’aide d’un filtre interféren-tiel identique à celui utilisé dans la cavité étendue du laser ultra-stable. L’angle est ajusté de manière à ce que le filtre soit transparent à 688 nm. Étant donnée la bande passante de transmission, le filtre est alors parfaitement réfléchissant à 689 nm. Une fois recombinés, on les fait passer dans un trou calibré de 20µm de diamètre qui leur donne une forme commune et permet de s’assurer du bon aligne-ment (voir le schéma du montage 4.12). De plus, ce trou est l’image du centre du piège dipolaire par l’association des lentilles situées entre les deux. Les longueurs d’onde des deux lasers étant proches, ils restent en pratique superposés jusqu’au niveau des atomes malgré les lentilles. Enfin, ces faisceaux sont superposés au faisceau à 698 nm à l’aide d’un second filtre interférentiel.

Les dimensions des faisceaux ont été choisies pour optimiser le processus de drainage. Il faut notamment que leur rayon à 1/e2soit situé au centre du piège et soit plus petit que celui du piège. On a choisi de leur donner une taille commune

w0= 50µm, ce qui correspond à une longueur de Rayleigh zR= 11 mm, assurant que l’alignement longitudinal n’est pas critique. Les puissances ont été optimisées en regardant le nombre d’atomes dans le piège au moment de l’interrogation. Les valeurs utilisées sont P₆₈₉= 3µW et P₆₈₈= 30µW.