Schéma des lasers

La figure (II.16) illustre de façon schématique la configuration et l’alignement des différents lasers utilisés dans notre expérience. Par souci de simplicité, les lasers de PMO n’ont pas été représentés.

Le piège mixte

Le réseau optique vertical (en vert sur la figure (II.16)) est créé par rétro-réflexion d’un laser de longueur d’onde λ_L= 532 nm et de puissance maximale 12 W (modèle Coherent Verdi-V12). Le banc optique a déjà été présenté dans [104] et n’a pas subi de modifications majeures. Je donne ici ses deux caractéristiques principales : un AOM est utilisé pour contrôler la profondeur du réseau vue par les atomes et un télescope a été ajouté pour mettre en forme le faisceau. Une mesure du rayon à 1/e² de ce laser au niveau des atomes n’est pas possible. Il peut néanmoins être grossièrement estimé à partir de mesures réalisées avant et après son passage au travers de l’enceinte principale. De telles mesures sont particulièrement délicates car nous soupçonnons fortement l’existence d’effets thermiques et d’indices non-linéaires à la fois au niveau des hublots de l’enceinte principale et de l’AOM. En effet, le laser étant rétro-réfléchi, l’AOM est traversé par une puissance totale de 2 × 9 = 18 W environ. Ainsi, pour ne pas fausser nos mesures nous avons utilisé un « beam sampler » afin de ne prélever qu’une faible proportion de la puissance totale du faisceau laser. Le trajet optique complet et donc l’intensité lumineuse ressentie par chaque élément optique restent ainsi inchangés. Cependant, le banc optique étant très encombré, nous avons dû nous contenter de trois mesures du col du faisceau à trois positions différentes de son trajet optique. Le rayon à 1/e² du col du faisceau serait d’environ 700 ± 100 µm.

Ce laser étant désaccordé dans le bleu, les atomes ne sont pas confinés transversalement. Il est donc nécessaire de superposer au réseau optique un deuxième laser désaccordé dans le rouge (en rouge bordeau sur la figure (II.16)). Pour cela nous utilisons un laser de longueur d’onde 1064 nm et de puissance totale 20 W (modèle Manlight ML20-CW-P-TKS). Le banc optique dont je vais présenter ici les caractéristiques principales, est similaire à celui qui a déjà été décrit en détails dans [104]. Nous utilisons là encore un AOM pour contrôler la puissance vue par les atomes et une série de trois lentilles pour mettre en forme le faisceau. Les deux premières

Confinement

Transverse

Réseau

Raman 1 & 2

Piège Dipolaire Croisé

Raman 2

Surface

lentilles forment un télescope et permettent de choisir la taille du col du faisceau au niveau des atomes. La troisième possède une grande focale de 400 mm et permet de focaliser le faisceau laser au niveau des atomes. Cette lentille étant placée sur une platine de translation, il est aisé de déplacer le col du faisceau selon la verticale (voir figure (II.16)). Le rayon à 1/e2 au niveau des atomes se déduit de la mesure de déplacement lumineux différentiel induit par ce laser (voir section (III.2.1)). Au cours de mon travail de thèse j’ai utilisé des tailles de faisceaux allant de 90 à 175 µm.

L’ensemble du réseau optique vertical et du laser de confinement transverse constitue le « piège mixte » .

Le champ de quantification

Les niveaux hyperfins |52S_1/2, F = 1i et |52S_1/2, F = 2i sont dégénérés et ne constituent donc pas un système à deux niveaux. Un champ magnétique de quantification est donc nécessaire afin de lever la dégénérescence des sous-niveaux Zeeman |m_Fi pendant la phase d’interférométrie (voir figure (II.18) de droite). Celui-ci est créé à partir de trois bobines en configuration Helm-holtz régulièrement espacées. Son amplitude est d’environ 100 mG, ce qui permet de séparer par effet Zeeman linéaire les niveaux |m_Fi d’environ 40 kHz. Afin de minimiser la sensibilité de nos interféromètres aux champs magnétiques parasites, nous travaillons avec le système à deux niveaux {|F = 1, m_F = 0i - |F = 2, m_F = 0i} qui est insensible à l’effet Zeeman du premier ordre. Rappelons que ces deux niveaux sont toutefois sensibles à l’effet Zeeman quadratique et que le champ de quantification induit notamment un biais sur nos mesures d’environ 5 Hz. Les faisceaux d’interrogation

Les lasers Raman 1 et Raman 2 sont deux diodes Sharp (modèle GH0781JA2C) placées en cavités étendues. Afin de diminuer leur déplacement lumineux différentiel ainsi que ses inhomo-généités (voir section (III.2)), les deux lasers Raman sont chacun désaccordés de 300 GHz par rapport à la transition D2 du⁸⁷Rb. L’asservissement en phase de ces deux lasers, indispensable aux mesures interférométriques, est décrit dans [88]. La rétro-action sur le courant de Raman 1 permet une bande passante de l’ordre de 4 MHz. Le rayon à 1/e2 de chacun des faisceaux est de 2.6 mm. Il est très large devant le col du faisceau de confinement transverse et assure donc un éclairement homogène sur la totalité du nuage. Le montage optique est décrit en détail dans [104]. Je rappelle ici ses caractéristiques principales. Les faisceaux sont superposés à l’aide d’un cube séparateur de polarisation puis diffractés par un AOM. La puissance totale contenue dans l’ordre +1 est d’environ 9 mW¹⁰.

Nous utilisons pour nos interféromètres une paire de faisceaux Raman contra-propageants (voir section (III.1.2)). Après leur superposition, les polarisations des deux faisceaux Raman sont orthogonales. Une lame quart-d’onde est alors utilisée pour obtenir deux polarisations circulaires orthogonales σ_± (voir figure (II.16)). Afin de compenser les défauts de polarisations induits par la traversée des miroirs dichroïques/trichroïques, une lame demie-onde est aussi ajoutée. Pour ne garder qu’une seule paire de faisceaux contra-propageante, un ensemble {λ/4 - cube} est utilisé en amont du miroir de rétro-réflexion des Raman. Le faisceau Raman 1, transmis par 10. Si cette valeur peut sembler faible aux connaisseurs des gravimètres en chute libre, elle est largement suffisante pour un gravimètre piégé. En effet les atomes étant piégés, la dispersion de leur fréquences liée à l’effet Doppler est négligeable. Il est donc possible d’utiliser des pulses Raman long (i.e fin dans l’espace des fréquences) et donc de travailler avec des puissances de quelques mW.

le cube est réfléchi par le miroir. Il est polarisé σ₊ à son deuxième passage au travers de la lame quart-d’onde et constitue avec le faisceau k_2,σ+, la paire Raman contra-propageante. Le faisceau Raman 2 est réfléchi par le cube et stoppé. Une partie de ce faisceau peut néanmoins être réfléchie si sa polarisation n’est pas parfaite. Dans ce cas les atomes voient un résidu de paire de faisceaux co-propageants.