Polarisation du champ RF et optimisation du passage adiabatique

Toutes choses étant optimisées par ailleurs, l’efficacité de la procédure de circulari-sation dépend uniquement de la pureté de la polaricirculari-sation du champ radiofréquence. La proportion d’atomes portés dans le niveau circulaire constitue donc un bon critère pour optimiser la polarisation du champ radiofréquence. Néanmoins, il convient de vérifier qu’au-delà de la qualité de la polarisation, l’amplitude du champ est suffisante. Pour cela, la tension de modulation des mélangeurs contrôlant l’amplitude du champ radiofréquence peut être variée afin de vérifier que seule la polarisation du champ réduit l’efficacité du passage adiabatique.

Reproduisons, cette fois-ci par la méthode d’optimisation du passage adiabatique, le réglage de la polarisation des électrodes 1 et 2. Nous nous plaçons dans la multiplicité

n= 49. Les mélangeurs permettant de régler séparément l’amplitude des deux voies de la carte PCI sont alimentés pareillement avec 1 V. La Figure II.26 (a) représente le taux de transfert

χ= ^P|49ci

P_|49ci+ P_|50ci ^{, (II.8)}

de la micro-onde de purification en fonction de la phase relative entre les deux voies RF. Le taux de transfert de l’impulsion de purification χ reflète la pureté en atomes circulaires des produits du passage adiabatique depuis le niveau |n = 49, n1, m= 2i, témoignant elle-même de la bonne pureté de la polarisation du champ radiofréquence. On commence tout d’abord par faire varier la phase relative entre les deux voies RF. Sur la Figure II.26 (a), on mesure que la phase relative optimale vaut ϕ3/4 = ϕ3 − ϕ4 = 102, 1◦. Pour ce réglage de la phase relative, on peut alors optimiser l’amplitude relative des deux voies en faisant varier la tension de contrôle du mélangeur contrôlant l’amplitude de la voie 2. Sur la Figure II.26 (b), on constate que le taux de transfert est maximal avec une tension

de contrôle de 1,17 V. Finalement, on peut faire varier l’amplitude globale du champ radiofréquence en balayant la valeur maximale de la modulation sur le générateur de fonction arbitraire alimentant les mélangeurs contrôlant simultanément les deux voies de la carte PCI. On observe Figure II.26 (c) qu’à partir d’une certaine valeur de l’amplitude du champ radiofréquence, le taux de transfert atteint un plateau. A 340 mV, la valeur maximale est atteinte et on ne sature pas les mélangeurs. Il convient d’ajouter que la valeur relativement faible (70 %) du taux de transfert est imputable au fait que la sonde micro-onde |49ci → |50ci n’a pas été optimisée afin de générer une impulsion π. Ceci n’est pas l’objet de cette procédure qui s’attache uniquement et de manière rapide à optimiser le processus de circularisation par passage adiabatique.

70 80 90 100 110 120 130 0,00 0,05 0,10 0,15 0,20 0,25 0,30 T ra n s fe rt ϕ(3/4) () (a) 0,90 0,95 1,00 1,05 1,10 1,15 1,20 1,25 1,30 1,35 0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 T ra n s fe r Voltage U2 (V) (b) 200 250 300 350 400 450 500 550 600 650 0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 T ra n s fe r Voltage Agilent (mV) (c)

Figure II.26 – Optimisation de la polarisation du champ RF par optimisation du passage adiabatique

dans la multiplicité n = 49. (a) Taux de transfert de la sonde micro-onde |49ci → |50ci en fonction de la phase relative des deux voies de la carte PCI alimentant les électrodes 1 et 2, les deux voies ayant une amplitude égale (1 V en tension de contrôle des mélangeurs individuels contrôlant séparément l’amplitude des deux voies RF). (b) Pour un réglage de phase optimisé, taux de transfert de la sonde micro-onde

|49ci → |50ci en fonction de l’amplitude relative des deux voies de la carte PCI. (c) Pour un réglage

optimisé de la phase et de l’amplitude relatives, taux de transfert de la sonde micro-onde |49ci → |50ci en fonction de l’amplitude totale du champ radiofréquence.

Cette méthode de réglage de la polarisation a le mérite d’être efficiente et permet en outre de vérifier rapidement la qualité de la polarisation du champ radiofréquence à 230 MHz, qui n’a in fine pour vertu que de transférer efficacement les atomes de Rydberg jusqu’au niveau circulaire d’une multiplicité.

Conclusion

Dans ce chapitre, après avoir présenté l’environnement cryogénique et le montage expérimental en lui-même, nous avons détaillé la génération de ces atomes circulaires depuis le niveau fondamental 5s du rubidium par absorption de trois photons optiques

puis de 46 photons radiofréquences7 lors d’un processus adiabatique impliquant un champ radiofréquence à 230 MHz polarisé σ+. Deux méthodes ont été proposées dans ce chapitre afin d’optimiser la polarisation du champ radiofréquence 230 MHz : une première méthode par spectroscopie dans les états de Rydberg de faible moment cinétique orbital et une seconde par optimisation in situ du passage adiabatique dont le produit final sont les atomes de Rydberg circulaires.

Au terme de ce chapitre technique, nous disposons d’atomes de Rydberg circulaires pouvant interagir avec un champ radiofréquence polarisé σ+ à 230 MHz ou à 530 MHz. Il convient de noter que les procédures d’optimisation de la polarisation du champ radiofré-quence peuvent être longues à mettre en œuvre et qu’une attention constante a été portée à la stabilité (électrique, informatique, mécanique...) du dispositif. En particulier, tous les réglages du champ radiofréquence ont été effectués à fréquence fixe et un changement de ces fréquences impliquerait de reprendre toute la procédure. Dans le cadre des expériences sur la dynamique de Zénon quantique qui seront l’objet du chapitre III de ce manuscrit, le moment cinétique ˆJ1 interagira avec un champ radiofréquence σ+ à 230 MHz. Dans le cadre des expériences de métrologie quantique présentées aux chapitres IV et V, le mo-ment cinétique ˆJ₁ sera manipulé par un champ radiofréquence σ+ à 530 MHz. Dans les deux cas, nous avons vu sur les montages électroniques (en Figure II.14 ou en annexe D) que nous disposons grâce au synthétiseur d’un jeu de deux champs radiofréquences σ+, dont la phase relative est ajustable électroniquement.

7. Ceci dans le cas d’une circularisation dans la multiplicité n = 49 par passage adiabatique de-puis le niveau de faible moment cinétique orbital |n = 49, n1= 1, m = 2i jusqu’au niveau circulaire |n = 49, n1= 1, m = 48i.

Chapitre III

Dynamique Zénon quantique et