3.3 Calculs asymptotiques : structure hyperfine et rotation
4.1.1 Spectroscopie Raman de Na
Les détails concernant le dispositif expérimental peuvent être trouvés dans la référence [42]. Par ailleurs, le principe de l’expérience a déjà été décrit au paragraphe 2.2.1. Pour une illustration schématique du mode opératoire de l’expérience, on pourra se reporter à la figure 2.3.
Dans une première zone d’interaction, une diode laser L1 (de longueur d’onde
-{
õ«µ® nm) croise perpendiculairement un faisceau bien collimaté de molécules de sodium. Dans cette zone d’interaction, certaines molécules subissent un pompage Franck-Condon : ces molécules, qui sont initialement dans le niveau vibrationnel le plus bas de l’état {
3Ü , absorbent un pho-ton L1 et sont transférées vers un niveau vibrationnel de l’état moléculaire excité
{
3 . Après émission spontanée, ces molécules peuplent les niveaux vibrationnelsÃ
¹;® de { 3Ü . Dans une seconde zone d’interaction, séparée de¹Í¬ cm de la première, les niveaux proches des seuils de dissociation hyperfins des potentiels du fondamental (appelés niveaux « asymp-totiques ») sont atteints par un processus de type STIRAP (STImulated Raman scattering in-volving Adiabatic Passage) [53], en partant d’un niveau rovibrationnel Ã
¹;®µ7'
. La sé-quence STIRAP est réalisée par deux lasers continus, L2 et L3 (de longueur d’onde respective
-
¬²¹;® nm et
-]
¬
Â
® nm), ayant un recouvrement spatial partiel et perpendiculaires au faisceau moléculaire. La polarisation des deux lasers est linéaire et parallèle au faisceau de molécules.
La fluorescence émise à partir du niveau intermédiaire c
à & D ' & D
g peuplé par le laser L2 (maintenu à une fréquence fixe), est collectée par un photomultiplicateur. Cette fluorescence décroît lorsque le laser de fréquence accordable L3 est à résonance avec le niveau intermé-diaire et un niveau « asymptotique » du fondamental. Cette décroissance peut atteindre jus-qu’à °²®À¿ . Les largeurs de raies inférieures à Å
® MHz ne sont pas déterminées par la durée de vie de l’état intermédiaire, mais par un élargissement Doppler résiduel dû au non aligne-ment des lasers L2 et L3, un élargissealigne-ment par saturation ainsi qu’un élargissealigne-ment Zemann dû aux champs magnétiques résiduels. Les fréquences des niveaux « asymptotiques » du fon-damental sont calibrées à l’aide d’une cavité stabilisée en température oscillant à ¬²® MHz. Cela permet de déterminer les différences de fréquence par rapport aux raies « singulets » bien calibrées de la référence [42] avec une incertitude inférieure à b® MHz.
Par ailleurs, l’onde partielle i
pour deux atomes
{
ß
en interaction est un bon nombre quantique. En conséquence, les valeurs de i
des niveaux « asymptotiques » du fondamental pouvant être atteints par émission stimulée à partir du niveau intermédiaire '
&
D sont limitées. Par exemple, pour un niveau intermédiaire tel que'
&
D
, , seuls les niveaux tels quei
4.1 Spectroscopie moléculaire et détermination des propriétés collisionnelles de Na 115
Å peuvent être observés.
Au voisinage des asymptotes du fondamental, les potentiels { 3Ü et ¢
]
3
sont fortement mélangés par l’interaction hyperfine. En l’absence de ce mélange, seuls les niveaux du po-tentiel {
3Ü pourraient être atteints lors de cette expérience puisque les règles de sélection dipolaire électrique imposent des transitions ³ ¶ . Au voisinage des limites de dissocia-tion, les niveaux du potentiel¢
]
3 deviennent accessibles grâce au mélange hyperfin avec les niveaux du potentiel {
3Ü .
La quasi-totalité des raies et des résonances (aveci
Æ
¬ ) dans une région en énergie allant de ®@h¹;« cmyz{ sous la limite de dissociation n
{
;
n
jusqu’à la limite de dissociation
n { Å n
Å ont été mesurées. Les raies ayant un fort caractère singulet sont celles déjà obtenues dans la référence [42]. Les faibles résonances ayant un fort caractère triplet ne sont observables qu’en choisissant soigneusement le niveau vibrationnel intermédiaire afin d’as-surer un recouvrement Franck-Condon maximal. Pour les niveaux vibrationnels Ã
&& kô¸bÌ et ¬ de l’état¢ ] 3
, les niveaux vibrationnels Ã
&
D
Å
® et bÌÍ® de l’état ont été respectivement uti-lisés. Afin d’augmenter le rapport signal/bruit, plusieurs enregistrements sont moyennés. De plus, l’intensité du laser L3 est portée jusqu’à®;® W/cm
. L’incertitude liée à la détermination des fréquences des raies faibles, due à l’élargissement par puissance des fortes raies singulets utilisées comme référence, est inférieure à ¬ MHz.
Un exemple de spectre montrant des niveaux faiblement liés des potentiels { 3Ü et ¢
]
3
est présenté sur la figure 4.1. Cette figure montre un spectre Raman obtenu en faisant varier la fréquence du laser L3. L’état initial est le niveau rovibrationnelÃ
Ų ' õÌ de { 3Ü et l’état intermédiaire correspond au niveauÃ
& D Å ®µ ' & D
õ¹ de l’état . Les niveaux faiblement liés du fondamental correspondent à une diminution dans le signal de fluorescence. Deux pics sont également visibles sur ce spectre mais ils sont dus à des excitations accidentelles des raies
par le laser accordable L3. Si l’on choisit un autre niveau intermédiaireÃ
&
D , ces pics de fluorescence disparaissent mais d’autres pics apparaissent à d’autres fréquences. De cette façon, des recouvrements non désirables entre ces pics et des creux de fluorescence peuvent être évités.
Les règles de sélection dipolaire assurent que seules les raiesi
Å eti
ÈÌ peuvent être ob-servées sur la figure 4.1. Les doublets correspondent à des structures hyperfines des niveaux rovibrationnels à && «²Ì^ i Å ÎÌ de {
3Ü . Ces deux composantes peuvent être caractérisées par le bon nombre quantique n
( B n B n { ñ B n
). Les creux marqués par des flèches corres-pondent à des niveaux ayant principalement un caractère triplet. L’attribution des niveaux faiblement liés de l’état {
3Ü est issu de la référence [42].
La figure 4.2 montre un exemple de spectre STIRAP couvrant les trois limites de disso-ciation hyperfines Na(n
{ )+Na(n
), toutes trois représentées par des lignes pointillées. L’état initial est le niveau rovibrationnel Ã
Ų '
¹ et l’état intermédiaire utilisé est à &
D
bÌÍ®µ '
&
D
Å . La raie en dessous de la première limite de dissociation (n
{
*ñ
n
intensité
(unit.
arb.)
énergie (cm
)
FIG. 4.1 –Spectre obtenu en utilisant le niveau rovibrationnel[
& D t á}b Ù w & D t ä de l’état
comme niveau intermédiaire. Les règles de sélection assurent que seules les niveaux
liés avec une valeur de¾ paire sont observables. Les niveaux hyperfins[
&& t ã { 3Ü
sont étiquetés par¾
Ù
_
et les quatre raiesi
]
3 sont indiquées par des flèches. Le zéro
d’énergie correspond à la limite de dissociation Na(_
{
t
á )+Na(_
t
4.1 Spectroscopie moléculaire et détermination des propriétés collisionnelles de Na 117
intensité
(unit.
arb.)
énergie (cm
)
FIG. 4.2 – Spectre obtenu en utilisant le niveau rovibrationnel [
& D t áÎã Ù w & D t de l’état
comme niveau intermédiaire. Les lignes en pointillés indiquent les trois limites
de dissociation hyperfines_
{
un vrai niveau lié. Les autres raies, à l’exception des deux pics, sont des résonances. Enfin, rappelons que la désignation des niveaux à l’aide du nombre quantique vibrationnel Ã
&& est seulement approximative. En réalité, le mélange avec l’état¢
]
3
est si fort qu’une analyse se limitant à l’état {
3Ü est insuffisante.
La liste des positions expérimentales des raies avec leurs incertitudes [118] est indiquée dans les tables 4.1 et 4.2.