Stabilité

Le prototype ne permettait pas d'obtenir des stabilités long terme inférieures au µGal à cause des uctuations des eets systématiques (paragraphe 3.5.2). Le nouveau dispositif a été conçu pour être moins sensible à ces uctuations mais pour éprouver cette capacité, il est nécessaire d'eectuer des enregistrements continus du signal de gravité. Ces acquisitions sont rarement réalisées lors du développement d'un dispositif comme notre gravimètre car elles interdisent toute manipulation ou test sur l'instrument, nous privant d'évaluer les eets systématiques. Les périodes d'absences du laboratoire telles qu'à l'occasion de conférences, sont alors mises à prot pour réaliser ces acquisitions nécessaires. Nous avons enregistré la variation de la gravité au point GR₄₀ du 5 au 9 octobre 2009 (gure 4.18).

Les mesures eectuées avec le gravimètre absolu suivent le modèle de marée obtenu sur le site GR (paragraphe 2.4.1). Peu avant le 8 octobre (MJD=55112), l'instrument a ressenti les eets du séisme d'amplitude 7,8 sur l'échelle de Richter, localisé au Nord-Est de l'Autralie aux îles Santa Cruz (12, 57S − 166, 35E) (gure 4.19). Lors d'un tel évènement, la sensibilité du gravimètre est perturbée par les ondes de surfaces arrivant de l'hypocentre. Sur une seule conguration de mesure, le signal varie de 1 730 µGal et la période d'oscillation est de 17 s, correspondant aux ondes de surface. Le séismomètre ne permet pas de post-corriger ces oscillations lentes. La succession des quatre mesures alternées (paragraphe 3.2.5) génère alors un signal total d'autant plus perturbé. Cependant, la valeur de g est toujours correcte

55110 55111 55112 55113 -100 -50 0 50 100 g ( µ G a l) MJD (5-9 oct 2009) 1 10 100 1000 10000 100000 1 10 100 σg ( τ ) ( µ G a l) τ (s)

Fig. 4.18 Enregistrement continu du signal de gravité au point GR40 du 5 au 9 octobre 2009. Les points de la gure de gauche représentent des mesures moyennées sur 2 min 45 s, la courbe grise superposée aux mesures représente la prévision de variation selon les paramètres du tableau 2.2. L'écart type d'Allan des données corrigées des marées et autres variations éventuelles est représentée la gure de droite. Les points blancs représentent l'écart type ob-tenus en alternant seulement deux mesures ↑ et ↓ et les points noirs ceux obob-tenus en alternant quatres mesures an de rejeter ∆ΦLS2. Les pentes en τ−1/2 en pointillées représentent un bruit blanc.

mais l'incertitude statistique est dégradée. Les mesures aectées par le séisme ont été retirée de l'analyse de la stabilité représenté sur la gure 4.18 de droite. Sur cette courbe est représenté l'écart type d'Allan des données corrigées de tout eet de variation de la gravité. L'algorithme à quatre mesures mis en place au paragraphe 3.2.5 permet de rejeter certains eets systématiques dont le biais lié aux déplace-ments lumineux à deux photons mais la succession des quatre mesures dégrade la sensibilité d'un facteur^√10par rapport à l'ancienne conguration n'incluant qu'une seule mesure. Sans rejeter le biais lié aux déplacements lumineux à deux photons, on n'eectuerait que deux mesures "↑" et "↓". La stabilité alors obtenue est également représentée sur la même gure 4.18 de droite, elle correspond bien à la stabilité ob-tenue avec quatre mesures amélioré de ^√10. Les variations de ∆ΦLS2 ne sont pas susante pour perturber la stabilité de la mesure. Il faudrait soit mesurer plus long-temps pour éventuellement voir les deux courbes se croiser et constater la qualité de réjection de ∆ΦLS2, soit mesurer dans des conditions moins perturbées en ajustant plus nement la réjection des vibrations parasites. Néanmoins, la stabilité sur la me-sure de g obtenue avec l'algorithme complet est de 1 µGal après 30 000 s, soit 8 h de mesure, ce qui est amplement susant pour évaluer l'exactitude de l'instrument. Si on alterne deux mesures "↑" et "↓" la stabilité est inférieure au µGal dès 50 min. Par ailleurs, il est possible que ce dernier écart-type soit limité par nos paramètres

4.2. Mesures 111 de marées. Encore une fois, il est nécessaire d'intégrer plus longtemps pour réduire les incertitudes tracées est réellement constater un palier sur l'écart-type d'Allan.

136800 137000 137200 137400 -1000 -750 -500 -250 0 250 500 750 1000 δδδδ g (µ G a l) coups

Fig. 4.19 Enregistrement du séisme des îles Santa Cruz du 7 octobre 2009 sur une seule conguration de mesure. La position sur la faille de ces îles est localisée par une étoile sur la carte de droite. Le quadrillage temporel est représenté sur l'enregistrement an de coïncider avec les changements de conguration. Ici, chaque conguration avait une durée de 100 coups soit 29, 4 s, ce qui est susant pour mesurer la période du signal de 17 s.

4.2.3 Eets systématiques

La détermination de certains eets systématiques a déjà été donné au paragraphe 3.3 pour notre conguration de mesure (T = 70 ms). Ce paragraphe traite plus en détail les eets dominant le budget nal d'incertitude annoncé lors d'ICAG'09 et lors de la comparaison avec le FG5#220 du LUH.

Inclinaison

Entre deux déplacements, nous vérions la superposition des faisceaux Raman en vériant la rétroinjection du faisceau dans la bre Raman directement sur le banc optique. On garantie ainsi que α = 0 (gure 3.7), concernant l'angle θ, la procédure d'alignement de l'enceinte sur la verticale est la même que celle mise en place pour le prototype. Le miroir de rétroréexion doit cependant être orienté avec l'enceinte en ajustant la hauteur des pieds (gure 4.3) alors qu'avec le prototype il était placé sur une monture d'alignement [35]. L'ajustement mécanique est conçu pour que le miroir soit perpendiculaire à l'axe de chute des atomes. L'interféromètre est ensuite utilisé pour ajuster l'inclinaison de l'enceinte sur la plateforme d'isolation passive. L'inclinomètre est positionné an de mesurer les rotations autour des axes X et Y représentés sur la gure 4.17. Pour quelques positions d'inclinaison selon l'un des

deux axes de mesure, X par exemple, l'autre, Y, étant maintenu xe, on mesure g et la tension délivrée par l'inclinomètre. On détermine alors la tension correspond au maximum de g avec le meilleur ajustement de parabole tel que sur la gure 4.20, cette tension est appelée le "zéroX". On répète alors la procédure pour le second axe de mesure de rotation de l'inclinomètre. Les inclinaisons sont obtenues en modiant la distribution des masses sur la plaque disposée entre la plate-forme et l'enceinte.

La plaque en aluminium du prototype était plus épaisse et plus petite que la nouvelle. Elle dépassait de quelques centimètres seulement la plateforme Minus-K et l'inclinomètre y était placé près du centre. Dans la nouvelle conguration, il était initialement placé trop à l'extérieur de la plateforme (gure 4.17) si bien que notre procédure de détermination de la normale était biaisée. Nous nous sommes aperçu d'un eet de torsion de la plaque après la comparaison au BIPM, ce qui nous a obligé à rechercher à postériori le biais sur nos mesures. Avec un deuxième inclinomètre placé sur le plateau supérieur de la structure, nous avons observé des inclinaisons nomi-nales, diérentes de celles obtenus avec le premier inclinomètre pour une procédure identique. Les deux déterminations des "zéroX" selon l'axe X sont représentées sur un même graphique, à gauche sur la gure 4.20. Les axes ont des échelles identiques, on voit clairement que les deux courbures sont diérentes. La torsion de la plaque est agrante en traçant les correspondances d'inclinaisons mesurées avec les deux inclinomètres (à droite sur la gure 4.20). Selon cet axe, la plaque dépasse de la plateforme de 8 cm alors que selon l'axe Y , elle dépasse de 39 cm. Selon l'axe Y , l'eet n'est pas observable. Lorsqu'on place ou déplace des masses sur la plaque pour incliner l'ensemble, elle se déforme et lorsqu'on enlève ou modie la répartition des masses, la déformation est diérente. L'ajustement des mesures de g pour diérentes inclinaisons donne un maximum de g correspondant à un "zéro" mal déterminée.

A chaque point mesuré au BIPM, nous avions déterminé les "zéro" avant et après chaque mesure. Avec les mesures présentés ici nous avons pu établir la correspondance avec les "zéro" réels et avons corrigé nos mesures de cet écart de (4, 5 ± 4, 5) µGal. Nous avons conservé cette incertitude de mesure pour les déterminations eectués lors de la comparaison avec le LUH.

Depuis, en utilisant l'inclinomètre centré sur l'axe de chute des atomes, l'erreur sur la détermination des tensions de l'inclinomètre correspondant aux "inclinaisons nominales" est inférieur à 10 µrad ce qui induit un biais inférieur à 5 × 10−11 g.

4.2. Mesures 113 -0.08 -0.04 0.00 0.04 -0.10 -0.08 -0.06 -0.04 -0.02 0.00 0.02 0.04 in c li n o m è tr e g ra v im è tr e s e lo n X ( m ra d )

inclinomètre 2 selon X (mrad) -0.08 -0.06 -0.04 -0.02 0.00 0.02 0.04 -250 -200 -150 -100 -50 0 50^{-0.10 -0.08 -0.06 -0.04 -0.02 0.00 0.02} -250 -200 -150 -100 -50 0 50 δ g ( µ G a l) δ g ( µ G a l)

inclinomètre 2 selon X (mrad) inclinomètre du gravimètre selon X (mrad)

Fig. 4.20 A gauche, recherche des "zéroX" avec deux inclinomètres selons l'axe X. Les ronds gris représentent les valeurs enregistrés lors de la recherche de l'inclinaison nominale avec l'inclinomètre 2 et les carrés noirs celles obtenues avec l'inclinomètre du gravimètre. Les courbures ne sont clairement pas les mêmes. A droite, rapports entre les inclinaisons des deux inclinomètres toujours selon le mêmes axe X. Les étoiles ouvertes représentent les "zéroX" déterminés, elles ne sont clairement pas superposées.

Eet Coriolis

La taille du massif GR permet de tourner aisément l'instrument de 180autour de l'axe de chute des atomes. On peut ainsi directement déterminer le biais dû à l'eet Coriolis en eectuant deux mesures, en orientant une fois le gravimètre vers le Nord puis ensuite vers le Sud. Nous avons orienté le gravimètre à l'aide de l'axe représenté sur la gure 4.2, dont l'origine est le PMO-2D et la pointe est le tube de pompage de l'enceinte. Cette convention de notation est utilisée pour dénir l'orientation du gravimètre, pointant vers le Nord ou vers le Sud. Sur la gure 4.17, le gravimètre pointe vers le Nord et cet axe imaginaire est confondu avec l'axe Y représenté. Nous avons ané la possibilité proposée de détermination du biais dû à l'eet Coriolis en balayant la position du nuage atomique sur l'axe Est-Ouest en modiant le rapport d'intensité lumineuse r entre les deux collimateurs du PMO-3D : L5et L6, correspondant respectivement au collimateurs Est et Ouest si le gravimètre pointe vers le Nord. Le résultat est présenté sur la gure 4.21. L'intersection des deux droites de meilleur ajustement indique le rapport des puissances lumineuses pour lequel la mesure est insensible à l'eet Coriolis.

On détermine à partir des courbes de meilleur ajustement des deux séries, la correction à apporter à la mesure selon l'orientation de l'enceinte et le rapport de puissance r = PL5

-0.4 -0.2 0.0 0.2 0.4 500 510 520 530 540 550 560 570 ∆ g (µ G a l) x= (1-r)/(1+r)

Fig. 4.21  Inuence du déséquilibre de puissance dans les faisceaux Est et Ouest selon l'orientation du gravimètre. r est le rapport des puissances r = PL5

PL6. Les carrés gris repré-sentent les biais lorsque le gravimètre pointe vers le Sud et les ronds noirs lorsqu'il pointe vers le Nord.

Nord : CorrN = −53, 8(x − x_c) ± (0, 4 + 1, 5x)

Sud : CorrS= 55, 0(x − x_c) ± (0, 1 + 0, 8x) (4.2)

avec x_cl'abscisse de croisement des deux courbes, x_c= 0, 11correspond à r = 0, 80. Aberrations du front d'onde

Les éléments optiques constituant l'axe Raman, et en particulier la lame λ/4 et le miroir de rétroréexion, ont été caractérisés avec les meilleurs moyens dont nous disposons (paragraphe 4.1.6). Ces caractérisations ont été réalisées en dehors de l'enceinte à vide. Il est possible que la structure mécanique modie, favorablement ou défavorablement, la qualité des éléments optiques. Nous avons donc cherché à extrapoler le biais en modiant la température du nuage atomique T_at comme nous l'avions fait avec le prototype (paragraphe 3.3.1). Les résultats sont présentés sur la gure 4.22 avec ceux obtenus avec le prototype. La qualité des éléments optiques permet d'améliorer d'un ordre de grandeur le biais dû aux aberrations. Nous avons extrapolé linéairement le biais à T_at = 0 Kavec un ajustement sur les quatre mesures eectuées avec les températures les plus basses de 5 µK à 2, 5 µK. On obtient un biais ∆g = −3.0 µGal. L'incertitude associée à cette erreur est surestimée à U = 3.0 µGal, valeur de la correction. Si on considère que l'axe de chute des atomes est confondu avec le centre du miroir, on peut rechercher un polynôme de Zernike modélisant des aberrations correspondants aux biais mesurés sur la gure. Il est alors possible de calculer l'extrapolation pour une température atomique nulle. Aucun de

4.2. Mesures 115 ces polynômes ne donne une extrapolation diérente de la correction précédemment évaluée en tenant compte de l'incertitude associée. Une détermination identique le prototype aurait conduit à des incertitudes supérieures à 0, 1 mGal (paragraphe 3.5.3). 0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 -50 0 50 100 150 200 250 300 ∆ g ( µ G a l) Tat(µK) 0 5 10 15 20 25 -30 -20 -10 0 10 ∆ g ( µ G a l) Tat(µK)

Fig. 4.22  Inuence de la température du nuage atomique T_at sur la mesure de g pour les deux gravimètres : le prototype (carrés blancs) et le nouveau (ronds noirs). L'évolution du biais pour le prototype semblait correspondre à une courbure. Le biais correspondant pour le nouveau gravimètre est réduit d'un ordre de grandeur. La gure de droite est un agrandissement de celle de gauche. L'extrapolation linéaire jusqu'à une température nulle est ajustée sur les quatre mesures eectuées aux plus basses températures, elle est représentée en gris.

Autres corrections

Variation de puissance Raman L'algorithme mis en place permet de s'aran-chir de l'eet dû au déplacement lumineux à deux photons. Les durées d'impulsions étant contrôlées par l'ordinateur cadencé par l'oscillateur, on considère qu'elles sont constantes. Cependant la puissance optique peut varier, essentiellement à cause de uctuations de température modiant les injections optique dans les AOE et dans les bres. Si Ω_e diminue, Ω_eτ_π < π mais l'eet est constant car Ω_eτ_π/2 < π/2 et l'extrapolation à Ω_eτ = 0 est la même (gure 4.23). Cependant, en opérant deux interféromètres avec des durée d'impulsions τπ/2 = 15 µspuis 20 % supérieures avec

τ_π/2 = 18 µs, nous avons obtenu une diérence maximum de 4 µGal. Par

précau-tion, avant d'approfondir plus en détail cet eet, nous considérons à l'inverse que si τ reste constant mais que si la puissance des faisceaux Raman varie de 20 %, alors g varie de 4 µGal. Nous utilisons le système de mesure des puissances Raman introduit au paragraphe 4.1.6 pour mesurer les variations de puissance optique dans le

fais-ceau Raman. Dans un environnement régulé en température tel le site GR au LNE, nous avons ainsi évalué cette incertitude à 0, 5 µGal lors de la comparaison avec le FG5#220 du LUH. Lors d'ICAG'09, cette incertitude pouvait s'élever à 3, 2 µGal !

∆ g Ωτ_π Ω’τ_π 0 2 2 / π τ Ω 2 'τ_π/2 Ω

Fig. 4.23  Réjection du biais 4ΦLS2 pour deux intensités Raman diérentes. Ωτπ = π 6= Ω0τ_π et Ωτπ/2 =^π

2 ^{6= Ω}

0τ_π/2.

Inuence de la masse du gravimètre La répartition de masse des diérents éléments composant le gravimètre modie le gradient de gravité. Nous n'avons pas eu jusqu'à présent le temps de calculer nement cet eet sur la mesure. Il conviendrait d'utiliser une décomposition en éléments nis de l'enceinte, la structure, les blindages etc... Les calculs préliminaires montrant un eet inférieur aux eets des aberrations et des inclinaisons, ce calcul a été diéré.

Nous avons pour l'instant considéré les éléments les plus lourds et les plus proches de la trajectoire verticale des atomes. La majeure partie de ces éléments sont disposés de façon symétrique par rapport aux atomes. Leur eet sera donc en moyenne nul. Par contre, d'autres éléments sont isolés. Leur eet est donc à prendre en compte, en les considérant comme des points concentrant toute la masse de l'objet, on calcule leur eet aux trois impulsions. Nous avons considéré, l'inuence de l'étoile, du pla-teau, de la plateforme, du séismomètre, etc... Ces eets individuels sont relativement faibles car ils sont assez éloignés des atomes, le plus important concerne le plateau avec 3 nGal.mm−1, cet eet est surestimé car les dimensions du plateau génèrent une atténuation de l'inuence réelle du plateau. La somme des eets des diérents éléments est de l'ordre de 10−10. Nous n'avons donc pas apporté de correction mais avons ajouté une erreur sur cette correction de 2 µGal jusqu'à ce que nous déve-loppions un calcul complet. A titre de comparaison, l'incertitude associée à cette correction dans un FG5 est de 0, 1 µGal [6].

4.2. Mesures 117

Eet Biais Erreur

µGal µGal Alignements 0,0 4,5 Référence de fréquence -5,8 <0,1 Déphasages RF 0,0 <0,1 vgg -11,6 <0,1 Eet du gravimètre 0,0 2,0 Coriolis 6,5 0,5

Aberrations du front d'onde -3,0 3,0

Déplacement lumineux LS1 0,0 <0,1

Eet Zeeman quadratique 0,0 <0,1

Déplacement lumineux LS2 -12,1 0,5

Eet d'indice du nuage 0,4 <0,1

Collisions froides <0,1 <0,1

TOTAL -25,6 5,4

Tab. 4.1  Bilan des corrections et des incertitudes obtenues pour le gravimètre atomique lors de la comparaison avec le FG5#220 du LUH.

Bilan d'exactitude

Le bilan d'exactitude de notre détermination de l'accélération de la pesanteur lors de notre comparaison avec le FG5#209 du LUH est présenté dans le tableau 4.1.