Résultats obtenus lors de vols paraboliques

Au laboratoire, nous ne disposons d’aucun moyen de nous préparer à la microgravité. Comme nous l’avons décrit au chapitre 2, une certaine automatisation de l’expérience a été mise en place. De plus, puisque nous n’avons aucun moyen de se préparer au phases de 2g nous ne tenons pas compte des points obtenus lors des phases d’hypergravité. Aussi, nous n’alternons pas le signe du vecteur d’onde effectif comme nous le faisons au sol.

Nous nous concentrons ici sur les résultats obtenus en microgravité. L’expérience a été optimisée pour cette phase là, ainsi, la photodiode de détection a été optimisée pour des atomes se trouvant au centre de l’enceinte. Comme nous l’avons dit précédemment, le laser D1 pour le potassium n’était pas installé, nous avions donc des atomes de rubidium refroidis à 3 µK et des atomes de potassium refroidis à 18 µK. De plus, les impulsions Raman utilisées pour l’interféromètre sont plus longues que celles utilisées au laboratoire dans le but d’améliorer leur sélectivité en vitesse afin de limiter la contribution de la transition co-propageante. Ce procédé est limité sur le potassium puisque nous ne voulons pas trop perdre d’atomes dans le processus à cause de la détection. Nous avons des impulsions Raman telles que τ_π,Rb= 17µs pour le rubidium et τ_π,K= 9µs pour le potassium.

Nous présentons dans la figure 5.12 les franges obtenues pour un temps d’interrogation de 1, 2 et 5 ms. Des franges à T = 1.5 ms et T = 3 ms ont été réalisées et ne sont pas présentes sur la figure 5.12. Les caractéristiques de chaque set de franges sont résumées dans le tableau 5.5.

Les franges d’interférence obtenues à bord de l’avion ZERO-G sont reconstruites en uti-lisant la méthode FRAC décrite au chapitre 1. La phase des lasers est fixée et les vibrations de l’avion sont utilisées pour scanner les franges. L’accéléromètre mécanique (AM) fixé au dos du miroir de référence enregistre les accélérations de ce dernier. Ce signal, pondéré de la fonction de réponse de l’interféromètre, est ensuite corrélé avec la probabilité de présence mesurée pour reconstruire les franges. Le signal obtenu est ensuite ajusté avec une sinusoïde. Nous résumons dans le tableau 5.5 les contrastes obtenus ainsi que le FQC défini au chapitre 1.

Une des premières remarques que nous pouvons faire concerne le contraste des franges. Pour le potassium, le contraste est plus élevé en microgravité, ce qui est cohérent avec l’optimisation qui a été faite, notamment avec la position du détecteur. En revanche, l’effet inverse est observé pour le rubidium. Nous savons que le banc optique, bien que remarquablement stable, n’est pas parfait et qu’il subit l’effet des vibrations et des changements de gravité, pouvant engendrer des désalignements. Ceci reste une hypothèse puisque nous n’avons pas enregistré l’évolution de la puissance optique des lasers au cours du vol.

Une seconde remarque concerne la FQC. Au laboratoire et avec le même accéléromètre mécanique (Colibrys), pour un temps d’interrogation de 2 ms, nous avions une FQC de 23

Chapitre 5. Utilisation de l’interférométrie atomique pour tester le principe d’équivalence faible Rubidium T = 1 ms Rubidium T = 2 ms Rubidium T = 5 ms Potassium T = 1 ms Potassium T = 2 ms potassium T = 5 ms

Figure 5.12 – Franges d’interférence obtenues avec la méthode FRAC appliquée à l’inter-féromètre atomique τ_π/2 − τ_π − τ_π/2, où τ_π/2,Rb = 7 µs, τ_π/2,K = 4 µs, τ_π,Rb = 17 µs et τπ,K = 9 µs. Les temps d’interrogation utilisés varient de 1 ms (haut) à 5 ms (bas). Nous avons également réalisé des franges d’interférence à T = 1.5 ms et T = 3ms, l’ensemble des résultats est présenté dans le tableau 5.5.Les points en gris sont pour des franges en gravité standard à gauche pour le potassium et à droite pour le rubidium. Celles en noir sont des franges obtenues en micropesanteur pendant les paraboles à gauche pour le potassium et à droite pour le rubidium.

T (ms) Npts Contraste ⁸⁷Rb (%) FQC⁸⁷Rb Contraste ³⁹K (%) FQC³⁹K 1 g 0 g 1 g 0 g 1 g 0 g 1 g 0 g 1 ms 380 8.5 5.3 4.4 5.6 2.2 4.2 2.2 5.1 1.5 ms 345 6.2 5.6 4.1 4.1 2.3 4.3 2.4 5.2 2 ms 750 6.4 2.2 3.5 1.6 2.3 1.8 2.1 1.3 3 ms 400 6.0 2.5 2.4 1.1 1.8 1.0 1.7 0.7 5 ms 910 3.4 1.3 1.5 - 1.2 0.8 1.2

-Table 5.5 – Caractéristiques des franges d’interférence obtenues dans l’avion ZERO-G pour différents temps d’interrogation. T est le temps d’interrogation, Npts est le nombre total de points consécutifs enregistrés pour chaque T et FQC est le coefficient de corrélation défini dans le chapitre 1.

5.3. Test du principe d’équivalence faible lors de vols paraboliques

pour le rubidium et 6.9 pour le potassium alors que les FQC présentés dans le tableau 5.5 sont nettement inférieurs. Les courbes obtenues pendant cette campagne ne sont vraiment exploitables que jusqu’à T = 2ms en micropesanteur. À T = 5 ms, il n’est plus possible d’ajuster les données obtenues avec le potassium par une sinusoïde. En outre, plus nous augmentons le temps d’interrogation plus nous scannons un nombre important de franges. Nous n’avons alors plus assez de points par franges pour pouvoir effectuer un ajustement correct.

La perte de contraste que nous observons a deux origines différentes. Tout d’abord, lors des paraboles, l’avion effectue une rotation Ω d’environ 5˚/s selon l’axe de tangage de l’avion. Cette rotation entraine un effet Coriolis important au niveau des atomes mais surtout, elle empêche l’interféromètre atomique de se refermer correctement entrainant une perte de contraste (les paquets d’ondes se recouvrent mal lors de la dernière impulsion Raman). La perte de contraste due à cette ouverture de l’interféromètre s’exprime par [129] :

C ∼ e^−(keffσvT )2(|Ω|T )2

(5.30) On rappelle que σ_v est l’écart type de la distribution de vitesse des atomes dans le nuage, lié à la température des atomes par la relation σ_v =pk_BTat/mat. Ainsi, pour les températures atomiques que nous avions lors de cette campagne, nous calculons que nous avons une perte de contraste supérieure à 50% pour un temps d’interrogation T = 5 ms pour le rubidium et T = 2.5 ms pour le potassium.

Pour pouvoir augmenter le temps d’interrogation dans les phases de 0g, nous envisageons la possibilité de compenser les rotations de l’avion en tournant le miroir de référence pendant l’interféromètre [138, 139]. De plus, la température des atomes intervient dans l’équation 5.30. Ainsi, plus les atomes sont froids, plus l’effet des rotations est faible. L’installation du piège dipolaire sur l’expérience va dans ce sens.

Les vibrations de l’avion sont également responsables de la chute du contraste que nous observons. En effet, les vibrations entrainent des décalages Doppler aléatoires, δ_D,vib, sur la transition Raman.

δD,vib(t) = ~keff · Z t

t0

~avib(t⁰)dt⁰ (5.31)

où t₀est le moment où les atomes sont lâchés. Pour que les transitions Raman restent efficaces et adressent toujours la même classe de vitesse, il est important que la modification de la condition de résonance (|δ(t) − δ_D,vib(t)|) reste faible devant Ω_eff. Ainsi, si l’on assimile les vibrations à un bruit blanc gaussien, σ_a,vib on obtient alors la condition [129] :

σa,vib. ^Ωeff

k_effT ^(5.32)

Dans l’avion, nous avons σ_a,vib∼ 0.055 g en vol normal et σ_a,vib∼ 0.038 g en micropesanteur. Comme pour les rotations, nous calculons le temps d’interrogation correspondant à une perte de contraste supérieure à 50% avec les paramètres expérimentaux utilisés pour cette campagne. Ainsi, en 0g, nous obtenons un temps d’interrogation T = 20 ms pour le rubidium et T = 40 ms pour le potassium. En microgravité, nous obtenons T = 30 ms pour le rubidium et T = 55 ms pour le potassium.

Or, nous constatons expérimentalement que nous sommes limités dans la reconstruction des franges d’interférence bien avant ces temps d’interrogation. Plusieurs phénomènes sont

Chapitre 5. Utilisation de l’interférométrie atomique pour tester le principe d’équivalence faible

à considérer. D’abord, si on prend des sets de données avec un nombre de points fixes, plus le temps d’interrogation augmente plus le nombre de points par frange diminue et il devient difficile de réaliser un ajustement correct. Ensuite, nous ne connaissons pas parfaitement la fonction de réponse de nos accéléromètres mécaniques et nous les considérons simplement comme des filtres passe-bas. Il est alors possible que certaines vibrations ne soient pas correc-tement prises en compte lors de la reconstruction des franges avec la méthode FRAC.

Dans tous les cas, diminuer les vibrations ressenties par le miroir permettrait d’améliorer la qualité des données à faible temps d’interrogation. Nous envisageons une compensation active des vibrations en asservissant la position du miroir.