Séquence de mesure classique

Le cycle de mesure se décompose en trois phases : la phase de préparation, l’interfé-romètre et la détection que nous allons détailler dans cette section.

a) Préparation

Refroidissement atomique Nous utilisons un MOT2D semblable à celui décrit dans [4] pour alimenter le MOT3D. Ce MOT2D est chargé à partir d’une vapeur de Rubidium dans un petite enceinte à vide, raccordée à l’enceinte principale par une vanne et un tube. Nous chargeons le MOT3D à partir du jet lent produit par le MOT2D pendant une durée de 78ms. On coupe ensuite le champ magnétique pour réaliser une phase de mélasse optique désaccordée à −6.5Γ pendant 180ms puis −22Γ pendant 70ms On obtient alors un nuage d’atomes froids, contenant typiquement 10⁸ atomes.

Sélection de l’état atomique A la fin de l’étape de refroidissement, le faisceau de refroidissement est coupé en premier et le faisceau repompeur 1ms plus tard. Les atomes en chute libre se trouvent alors préparés dans l’état |5²S_1/2, F = 2i), répartis sur les cinq

sous-niveaux Zeeman (figure1.13. Pour s’affranchir des variations spatiales et temporelles du champ magnétique, nous préparons les atomes dans le sous-niveau |m_F = 0i qui est insensible au premier ordre au champ magnétique.

On applique pour cela un champ magnétique de biais qui lève la dégénérescence entre les sous-niveaux Zeeman. Une première impulsion micro-onde π de durée 400µs transfère les atomes |F = 2, m_F = 0i vers le niveau |F = 1, m_F = 0i. Les atomes restants dans |F = 2i sont ensuite poussés par une impulsion du laser maître, de durée 500µs, et accordée sur la transition cyclante |F = 2i → |F⁰ = 3i. Ce faisceau pousseur arrive à 45˚ du plan horizontal et pousse les atomes hors de la zone de détection en 500µs. Les atomes restants sont alors dans |F = 1, m_F = 0i. Ils sont ensuite retransférés dans |F = 2, m_F = 0i à l’aide d’une seconde impulsion micro-onde composite (dont le principe est décrit dans [31]), de durée 800µs.

Sélection Raman On applique ensuite aux atomes dans |F = 2, m_F = 0i une impulsion Raman de sélection, de durée τ_π. On sélectionne ainsi les atomes dans une dis-tribution en vitesse dont la largeur est déterminée par la fréquence de Rabi de l’impulsion Raman, plus étroite que la distribution initiale (environ 80kHz à l’issue des étapes de refroidissement). Cela permet d’améliorer l’efficacité des impulsions de l’interféromètre et donc son contraste. En pratique, nous utilisons les mêmes paramètres pour les impulsions de la sélection et de l’interféromètre. La fréquence de Rabi typique est de 15kHz.

L’effet de cette impulsion de sélection Raman a été étudié dans [32] montrant son impact sur la symétrie de l’interféromètre.

Les atomes sont finalement dans l’état |F = 1, m_F = 0i et on applique une dernière impulsion du faisceau pousseur pour nettoyer l’état |F = 2i des atomes non sélectionnés. La totalité de la séquence de préparation est représentée figure 1.13 et dure 11.1ms. En incluant les étapes de refroidissement l’ensemble dure 107ms soit 30% du temps de cycle total de 380ms.

Fig. 1.13 Étapes de préparation

b) Interférométrie

L’interféromètre est composé d’une série de trois impulsions Raman π/2 − π − π/2 séparées par un temps T de 80ms. Le faisceau est gaussien d’une largeur à mi hauteur d’environ 15mm suffisamment large par rapport à la taille du nuage atomique. Le but étant que le profil d’intensité soit homogène sur le nuage afin de limiter les inhomogénéités de couplage au cours de la chute des atomes qui s’accompagne d’une expansion balistique. En pratique, pour maintenir la condition de résonance de l’équation (1.5) on applique une rampe de fréquence α. Elle est réalisée par un synthétiseur numérique : la Direct

Digital Synthesis ou DDS. Elle permet de réaliser des sauts de fréquence δν avec un pas

temporel δt réglable, fixé dans notre expérience à 10µs. Le signe de cette rampe détermine le choix de la configuration k_↑ ou k_↓ et permet l’alternance du vecteur d’onde comme on peut le voir sur la figure 1.14.

Fig. 1.14 Rampe de fréquence appliquée aux lasers Raman, dans le cas de la confi-guration k_↑ on applique un saut de fréquence initial pour obtenir cette symétrie par rapport à l’impulsion π.

1.2 Descriptif expérimental 19

Cette rampe débute à l’impulsion de sélection et se termine à la dernière impulsion

π/2. Les fréquences sont balayées de façon symétrique par rapport à l’impulsion π. De

cette manière, les biais introduits par les différents retards dans la chaine de fréquence sont identiques pour les deux configurations k_↑ et k_↓. L’algorithme de mesure décrit par la suite permet de rejeter ce biais.

c) Détection des populations

Le CAG permet de détecter par fluorescence les populations dans les deux ports de sortie de deux manières différentes. Par abus de langage, on parlera de détection hori-zontale et verticale, parce que ces deux méthodes diffèrent par l’orientation des faisceaux sondes.

Détection horizontale La détection horizontale est une technique héritée des fon-taines atomiques. Cette méthode consiste à utiliser trois nappes de lumières dans le plan horizontal sur le trajet des atomes afin qu’ils passent au travers et émettent des pho-tons qui seront en suite collectés (voir figure 1.15). La première nappe est constituée du faisceau de détection, qui est issu du laser maître et donc accordé sur la transition |52S_1/2, F = 2i → |5²P_3/2, F⁰ = 3i. Il excite donc uniquement les atomes dans |F = 2i. Une seconde nappe issue du laser repompeur uniquement, se situe au milieu des deux nappes de détection afin de repomper les atomes de |F = 1i dans |F = 2i qui tra-versent finalement la deuxième nappe de laser maître et fluorescent. Les trois faisceaux sont rétro-réfléchis par un miroir commun. La première nappe de détection n’est pas tout à fait stationnaire, un cache noir est mis en place sur la dernière partie de la nappe afin de créer une onde progressive et de pousser les atomes dans |F = 2i qui ont été détectés en passant au travers de la première nappe. Les nappes de détection mesurent 5mm de hauteur et 15mm de largeur orientées le long de la direction Est/Ouest. La nappe de repompeur est plus fine, elle mesure 2mm de hauteur.

Détection verticale Cette détection utilise le faisceau Raman vertical dont nous nous servons pour réaliser l’interféromètre. Une fois l’interféromètre fermé, les deux lasers reviennent à résonance (ou proches de résonance) avec les transitions de refroidissement et de repompeur. Lorsque les atomes arrivent dans la zone de détection, une impulsion de 90µs (ne contenant que du refroidisseur) "gèle" les atomes dans |F = 2i. Après un délai de 10ms, qui permet aux atomes dans |F = 1i de chuter de 2cm dans la détection, on envoie une longue impulsion de 10ms qui contient les deux faisceaux de refroidissement et repompeur à résonance. Cette sonde verticale fait fluorescer les deux populations ato-miques en face des deux zones homogènes de collection de la fluorescence comme on peut le voir figure 1.16.

Fig. 1.16 Schéma de la détection verticale

Une dernière impulsion de 10ms contenant le laser de rempompeur et de refroidisse-ment sans atomes permet de retrancher des signaux de fluorescence détectés la contribu-tion (assez importante ici) de lumière parasite.

Comparaison des détections La détection horizontale est très simple à paramé-trer car il suffit d’allumer les nappes avant l’arrivée des atomes dans la détection. Elle permet de mesurer précisément les temps d’arrivée des atomes, on l’utilise principale-ment pour paramétrer la détection verticale. Elle est aussi utilisée pour la mesure des profils Doppler. Cependant sa puissance est faible car le laser maître n’est pas amplifié et finalement le rapport signal à bruit est moins bon que pour la détection verticale.

On favorise donc l’utilisation de la sonde verticale dans la mesure de g car son bruit de détection est plus faible. Elle dispose des puissances amplifiées des lasers 1 et 2, et les atomes passent plus de temps devant les photodiodes en raison de l’orientation des lasers. On aura donc, en général, un meilleur signal au prix d’un travail de réglage des paramètres plus délicat. L’étude de l’influence des paramètres de la détection réalisée dans [33] montre en effet qu’un mauvais réglage de ces paramètres peut biaiser la mesure de g.

1.2 Descriptif expérimental 21

d) Mesure des puissances lasers et asservissement de puissance

Lors de chaque cycle de mesure, un certain nombre de paramètres sont mesurés, à différents instants, et enregistrés. Au début de ma thèse, la fin de la mesure est dédiée à la mesure de la puissance des faisceaux laser Raman 1 et Raman 2. Les faisceaux Raman étant rétro réfléchis sur un miroir, on utilise la faible partie transmise du miroir (environ 1/1000) pour obtenir des informations sur la puissance des lasers et leur polarisation. Un système composé d’une λ/2 et d’un cube séparateur permet de répartir les deux faisceaux en 50/50 et de mesurer sur deux photodiodes, à la sortie de l’enceinte, les deux faisceaux comme on peut le voir figure1.17. L’alignement et la conception mécanique assurent que le diaphragme sélectionne la partie centrale du faisceau Raman qui est mesuré par deux photodiodes carrés de 10mm de côté.

Fig. 1.17 Schéma du système de mesure des puissances Raman.

La faible puissance des faisceaux transmis et la faible durée des impulsions Raman pendant l’interféromètre ne permettent pas de mesurer pendant les impulsions de l’inter-féromètre avec le système actuel. De plus, la carte d’acquisition utilisée sur le gravimètre n’est pas assez rapide pour échantillonner correctement de si courtes impulsions. On uti-lise alors plutôt la troisième impulsion de la détection verticale, qui est composée des deux faisceaux Raman pour mesurer la puissance Raman. Après 10ms, on réalise une dernière impulsion de 10ms contenant uniquement le laser Raman 2 ce qui nous permet alors, en combinant ces deux mesures, de mesurer la puissance et polarisation de chaque faisceau. Par ailleurs, chaque faisceau du MOT3D est aussi mesuré par des photodiodes.

Une boucle d’asservissement basée sur ces mesures est mise en place. Comme on a pu le voir sur le schéma du banc optique figure1.10, nous avons trois outils pour modifier la puissance de nos faisceaux. A l’aide des deux AOE, on peut moduler indépendamment la puissance des faisceaux laser Raman 1 et 2.

De plus l’AOM permettant la séparation entre la fonction piège et la fonction Raman, permet lui aussi de modifier la puissance des deux faisceaux combinés lorsqu’ils sont

diffractés, et sont donc utilisés pour réaliser l’interféromètre (ou la détection verticale). Avec ces trois leviers, on peut asservir avec trois consignes indépendantes la puissance des lasers 1 et laser 2 pour la fonction Raman ainsi que la puissance du laser de refroidissement pour la fonction piège.

Cette situation ne nous satisfait pas totalement car les mesures de puissance se font sur des impulsions de détection, plus longues que celles des impulsions Raman, et par ailleurs, réalisées à un autre moment dans la séquence temporelle. Elles pourraient ne pas représenter les variations de puissances durant l’interféromètre. Une des conclusions de la thèse de mon prédécesseur mettait en avant l’importance de mesurer la puissance Raman pendant l’interféromètre. Le système de mesure des puissances a été modifié durant ma thèse pour remédier à ce problème. Ce développement permettant d’avoir une meilleure connaissance des puissances Raman, sera détaillé au chapitre4.