Nous souhaitons principalement répondre aux deux questions suivantes : notre source sera-t-elle su samment accordable pour adresser la transition atomique du Rubidium ? Quelle sera la largeur spectrale de notre source laser ? Nous dirons également un mot de la stabilité fréquentielle à long terme de notre source.
Plage d'accordabilité Toujours à l'aide du dispositif décrit sur la gure 3.17, nous avons véri é que le système laser+cristal permet de balayer la raie D2 du Rubidium. Nous avons vu que les sources lasers à 1, 56 µm présentent une plage d'accordabilité sans saut de mode de l'ordre de quelques nanomètres, et qu'elles doivent permettre d'atteindre, par doublage de fréquence la transition atomique.
Au niveau du cristal, même pour les plus longs cristaux, la plage d'accordabilité à 3 dB est de l'ordre de 100 GHz. Il n'est donc pas a priori nécessaire de modi er la température du cristal lorsque l'on balaie la structure ne du Rubidium. La gure 3.22 présente l'absorption saturée du Rubidium réalisée avec une diode laser et le cristal massif de 20 mm de PPLN.
Ainsi, sans modi er la température du cristal, nous pouvons obtenir tout le spectre du Rubidium, et la source est accordable sur plusieurs dizaines de GHz à 780 nm. Il est également possible de déplacer le point de fonctionnement de la source en modi ant les températures de la source laser et du cristal. La plage d'accordabilité est alors limitée par celle des diodes lasers à environ 1 nm à 780 nm.
On remarque sur le pro l d'absorption saturée des pics dont la fréquence correspond à la fréquence milieu entre deux transitions atomiques. Ils ne correspondent pas à des ni-veaux atomiques réels mais à des croisements de nini-veaux (crossover en anglais, CO). Pour
Fig. 3.22 - Absorption saturée du Rubidium réalisée avec une diode laser à 1, 56 µm et un cristal de PPLN de 20 mm. A gauche, ensemble de la raie D2 pour les deux isotopes du Rubidium. A droite, structure hyper ne de la transition F = 3 → F0 du 85Rb. Le pro l Doppler a été supprimé.
comprendre leur origine, il faut préciser que les pics d'absorption saturée correspondent à des transitions qui sont adressées simultanément par les deux faisceaux contra-propageants : le premier faisceau excitant tous les atomes, le deuxième faisceau n'est pas absorbé, et il en résulte un pic. Ainsi, les atomes à vitesse nulle provoquent un pic lorsque le laser est à résonance avec une transition atomique.
Toutefois, lorsque la pulsation du laser ωLse trouve être la fréquence moyenne entre deux niveaux a et b, deux classes d'atomes absorbent le faisceau aller. Ce sont les atomes dont la vitesse est telle que ωL− k.v = Ea et ceux tels que ωL+ k.v = Eb. Le faisceau retour adresse les mêmes classes de vitesse −v et v. Ainsi, bien qu'il n'existe pas de niveau atomique d'énergie ~.ωL, on observe un pic d'absorption saturée au croisement entre les niveaux a et b.
Largeur de raie Lors du processus de génération de seconde harmonique, le champ gé-néré correspond au carré de l'onde gégé-nérée. En passant dans le domaine spectral, le spectre de l'onde de seconde harmonique correspond donc à l'autocorrélation du spectre de l'onde pompe. Ainsi, pour une onde pompe de pro l de raie lorentzien et de largeur à mi-hauteur Γ, la seconde harmonique générée doit avoir un pro l lorentzien de largeur à mi-hauteur 2Γ. Notre source à 780 nm doit donc être élargie d'un facteur 2 par rapport à la source Télécom. Pour le véri er, nous réalisons l'expérience décrite sur la gure 3.23 : le laser à bre génère une onde à 780 nm grâce au cristal PPLN-WG13, tandis que la diode JDSU 467-335 génère également une onde à 780 nm grâce au cristal massif, dont une partie de la lumière est envoyée dans une bre monomode à 780 nm. Le battement à 1560 nm est mesuré grâce
Fig. 3.23 - Expérience de battement simultané à 1560 nm et 780 nm permettant de déduire la largeur de raie de la source à 780 nm.
à une photodiode rapide autour de 20 MHz. Les faisceaux à 780 nm sont mélangés à l'aide d'un coupleur 50/50 monomode à 780 nm, et le signal de battement est détecté par une photodiode rapide en Silicium.
Comme précédemment, on peut considérer la largeur de raie du laser à bre négligeable devant celle de la diode laser. Ainsi, la largeur de raie mesurée à −6dB correspond à celle du laser JDS-Uniphase. A 1560 nm, la largeur mesurée est de 1, 6 MHz, et à 780 nm, elle est de 3, 3 MHz. Ceci con rme donc le fait que la largeur de raie de l'onde générée correspond exactement au double de la largeur de la source.
Ainsi, pour les parties les moins exigeantes de l'expérience, les diodes lasers su ront, tandis que des largeurs de raies sub-MHz pourront être générées à l'aide d'un laser à bre. Notons au passage la exibilité de notre système, où pour changer la largeur spectrale de la source à 780 nm, il su t de remplacer le laser de pompe. Aucun alignement optique n'est nécessaire, et la puissance de la source étant xée par le niveau de l'ampli cateur qui fonctionne à saturation, le point de fonctionnement du laser de pompe pourra être choisi en modulant l'intensité aussi bien que la température.
Pour nir, remarquons cependant que l'élargissement de la raie de seconde harmonique dépend largement du pro l de la raie : dans notre cas, le pro l est lorentzien et la convolution de deux lorentziennes de même largeur conduit à une lorentzienne de largeur double. Il s'agit là de l'élargissement maximal. En eet, pour des pro ls de raie gaussiens, la largeur spectrale de la seconde harmonique aurait été multipliée par un facteur √2seulement.
Stabilité à long terme Le processus de génération de seconde harmonique ne faisant que multiplier la fréquence, la stabilité à long terme de la source à 780 nm correspondra évidemment à la dérive fréquentielle de la source à 1560 nm aggravée d'un facteur 2.
Dans notre expérience, l'obtention d'une stabilité de la fréquence laser meilleure que la largeur de raie de la transition atomique nécessite un asservissement en fréquence. Les dérives des sources ont été mesurées à 1560 nm et présentées précédemment (voir gure 3.7). La dérive des diodes lasers devrait être compensée par une simple boucle de rétroaction. Nous verrons ultérieurement comment il est possible de s'accommoder de la dérive du laser à bre...