III.3 Conditions d’obtention du laser al´eatoire
IV.1.1 Mise en ´evidence exp´erimentale
Afin de pouvoir d´etecter un ´eventuel changement de comportement li´e au passage du seuil du laser al´eatoire, on mesure l’intensit´e totale du rayonnement de fluores- cence (intensit´e collect´ee dans un large angle solide, voirIII.1.2) pour diff´erentes ´epais- seurs optiques b0. Bien sˆur, l’intensit´e mesur´ee d´epend avant tout du nombre d’atomes dans l’´echantillon. On fait donc varier l’´epaisseur optique tout en tˆachant de conserver constant ce nombre d’atomes, en ajustant la dur´ee de la phase de pi`ege noir entre 0 et 50ms (voir paragraphe III.1.1). Dans une moindre mesure, il est ´egalement possible de diluer l’´echantillon en le laissant libre de s’´etendre (vol balistique), mais le temps d’expansion est limit´e par la chute des atomes due `a la gravit´e. Pour chaque mesure, on contrˆole par ailleurs le nombre d’atomes dans l’´echantillon et l’´epaisseur optique par une image d’absorption, r´ealis´ee apr`es la mesure de la fluorescence.
Les figures IV.1 et IV.2 montrent l’intensit´e du rayonnement de fluorescence mesur´ee en fonction du d´esaccord de la pompe, pour deux intensit´es pompes diff´erentes et pour plusieurs ´epaisseurs optiques. Afin de garder cette intensit´e de la pompe constante durant la mesure, on joue `a l’aide d’un dispositif acousto-optique sur la fr´equence d’un faisceau maˆıtre, qui subit ensuite deux ´etapes d’amplification. La saturation du gain dans les syst`emes amplificateurs supprime efficacement les fluctuations d’intensit´e introduites par le dispositif acousto-optique. On ´evite ainsi toute op´eration de normalisation des mesures, p´erilleuse en r´egime fortement non lin´eaire.
IV.1 Comportements collectifs d’´emission 123
Figure IV.1 – Intensit´e IF du rayonnement de fluorescence mesur´ee en configura-
tion Raman hyperfin, pour diff´erentes ´epaisseurs optiques : du plus clair au plus fonc´e, b0 = 23, 33, 41, 53, 62 et 73. Le nombre d’atomes, estim´e par imagerie d’absorption, reste compris pour chaque ´echantillon entre 1.1 109 et 1.3 109. Un accroissement avec l’´epaisseur optique de
l’intensit´e du rayonnement de fluorescence ´emis lorsque les pompes sont r´esonantes est clairement mis en ´evidence.
L’´echantillon est ´eclair´e par une pompe et un repompeur. La premi`ere est divis´ee en 2 faisceaux contrapropageants, d’intensit´e ID = 1.88mW/cm2 chacun. Le repompeur, r´eparti en six faisceaux
d’intensit´e IRp = 0.48mW/cm2 chacun, est d´esaccord´e de δRp = −4Γ par rapport `a la transition
F = 2 → F0 = 3 (voir figure III.8 pour un sch´ema des niveaux). Une mesure de fluorescence est r´ealis´ee en balayant la fr´equence pompe de −7 `a 7Γ en 1ms. Nous avons v´erifi´e qu’en divisant ou multipliant par 2 la dur´ee de ce balayage, les mesures obtenues ne sont pas modifi´ees ; cela semble indiquer d’une part que l’on mesure bien en chaque point la r´eponse stationnaire du syst`eme ; que les pompes ne sont pas exag´er´ement destructives, d’autre part.
Notons en revanche que la mesure du niveau de r´ef´erence de l’intensit´e de fluorescence IF est d´elicate. En effet, en l’absence d’´echantillon, une partie de la lumi`ere pompe est diffus´ee par les parois de notre cellule `a vide et le rubidium `a temp´erature ambiante pr´e- sent dans la cellule, et parvient directement jusqu’au d´etecteur. En pr´esence d’un MOT, la densit´e de gaz chaud dans la cellule peut ˆetre modifi´ee, et l’intensit´e du faisceau pompe qui parvient aux parois de la cellule en verre apr`es travers´ee du nuage ´egale- ment. L’offset mesur´e en l’absence d’´echantillon est donc entach´e d’une erreur, que l’on minimise en assurant via des diaphragmes la s´electivit´e spatiale du dispositif de mesure de IF, mais aussi en abaissant si possible la densit´e de vapeur de rubidium chaude dans la cellule `a vide. En particulier, les mesures pr´esent´ees sur la figure IV.2 sont r´ealis´ees pour des ´epaisseurs optiques plus faibles que celles de la figure IV.1, et ont ´et´e obtenues
Figure IV.2 – Intensit´e IF du rayonnement de fluorescence, mesur´ee dans des conditions
similaires `a celles de la figure IV.1, mais pour une intensit´e pompe et un d´esaccord repompeur accrus : ID = 8.5mW/cm2, δRp = −5Γ. L’´epaisseur optique vaut, du plus clair au plus fonc´e :
b0 = 1.9, 4.3, 6.6, 9.7, 20 et 27, tandis que le nombre d’atomes vaut 6.9 108± 12%. Cette fois, on
constate que la fluorescence ´emise augmente aussi pour une pompe d´esaccord´ee par rapport `a la transition F = 3 → F0 = 2. Surtout, elle pr´esente aux ´epaisseurs optiques les plus ´elev´ees un pic pour une pompe r´esonante avec la transition interdite F = 3 → F0= 1.
en chargeant notre pi`ege magn´eto-optique `a partir d’une vapeur moins dense.
Malgr´e cette limitation, une croissance de l’intensit´e mesur´ee avec l’´epaisseur optique est bien mise en ´evidence dans plusieurs r´egimes. Commen¸cons par noter que cela va `a l’encontre de deux effets intuitifs :
– Lorsque l’´epaisseur optique croˆıt, les atomes situ´es au centre du nuage sont plac´es dans l’ombre des atomes en surface. L’intensit´e du rayonnement qu’ils re¸coivent est donc diminu´ee, et probablement, celle du rayonnement qu’ils ´emettent ´egalement. – On joue sur l’´epaisseur optique en comprimant un nuage initial de taille et de nombre
d’atomes fix´es. Du fait des pertes durant cette phase de compression, le nombre d’atomes dans le nuage tend donc `a diminuer l´eg`erement lorsque b0 croˆıt, ce qui ne peut qu’affaiblir le rayonnement de fluorescence.
Par ailleurs, cet accroissement du rayonnement de fluorescence repr´esente un effet do- minant lorsque la pompe est `a r´esonance avec la transition F = 3 → F0 = 2, une configuration o`u aucun de nos mod`eles ne pr´edit la possible existence d’un laser al´ea- toire. Pour une pompe d’intensit´e mod´er´ee (figure IV.1), l’intensit´e du pic central de fluorescence est ainsi multipli´ee par 3.6 lorsque l’´epaisseur optique passe de 23 `a 80 !
IV.2 Mod`ele coupl´e du transport radiatif et de la r´eponse atomique 125