Cavité gravitationnelle et optique atomique temporelle

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Pascal Szriftgiser

To cite this version:

Pascal Szriftgiser. Cavité gravitationnelle et optique atomique temporelle. Physique Atomique [physics.atom-ph]. Université Pierre et Marie Curie - Paris VI, 1996. Français. �tel-00011912�

DÉPARTEMENT

DE

PHYSIQUE

DE

L’ÉCOLE

NORMALE

SUPÉRIEURE

LABORATOIRE

KASTLER BROSSEL

THÈSE

DE

DOCTORAT

DE

L’UNIVERSITÉ

PARIS

VI

spécialité : Physique

Quantique

présentée

par

Pascal

SZRIFTGISER

pour obtenir le titre de

Docteur de l’Université Paris VI

Cavité

_{gravitationnelle}

et

_{optique atomique}

temporelle

Soutenue le 24

_juillet

1996 devant le

_{jury composé}

_par:

MM.

C.

_{COHEN-TANNOUDJI,}

Président

J.

_BAUDON,

_Rapporteur

A.

_STEANE,

_Rapporteur

P.

_GLORIEUX,

Examinateur

J.-M.

_RAIMOND,

Examinateur

C.

_WESTBROOK,

Examinateur

DE

L’ÉCOLE

NORMALE

SUPÉRIEURE

LABORATOIRE KASTLER BROSSEL

THÈSE

DE

DOCTORAT

DE

L’UNIVERSITÉ

PARIS VI

spécialité : Physique

Quantique

présentée

par

Pascal SZRIFTGISER

pour obtenir le titre de

Docteur de l’Université Paris VI

Cavité

_{gravitationnelle}

et

_{optique atomique}

temporelle

Soutenue le 24

_juillet

1996 devant le

_{jury composé}

_{par :}

MM.

C.

_{COHEN-TANNOUDJI,}

Président

J.

_BAUDON,

_Rapporteur

A.

_STEANE,

_Rapporteur

P.

_GLORIEUX,

Examinateur

J.-M.

_RAIMOND,

Examinateur

C.

_WESTBROOK,

Examinateur

Remerciements

Cette thèse a été effectuée au Laboratoire Kastler

Brossel Je remercie vivement Michèle Leduc et _Jacques

Dupont-Roc qui m’y ont accueilli et _qui m’ont fait bénéficier d’excellentes conditions de recherche

J’ai été reçu par Claude Cohen-Tannoudji dans son

équipe, je le remercie pour les moyens exceptionnels

dont _j’ai bénéficiés et pour la grande confiance _qu’il m’a

témoignée lors de mes recherches

Jean Dalibard a assuré la direction de cette thèse.

Sa _{disponibilité,} son _imagination, son sens très _original

de la _physique, son enthousiasme et son discernement

scientifique

ont été une aide précieuse. Bien au-delà de

simples aspects matériels et _{pratiques, je} crois _qu’il a su me conduire à la maturité

scientifique,

je l’en remercie.

Plusieurs personnes ont directement participé à ces

recherches Merci à Andrew Steane _{qui à travaillé plus}

d’une année sur le

dispositif

expérimental avec _efficacité,

imagination et

_flegme

_anglais, à Markus Arndt dont l’acharnement au travail est _{impressionnant,} à Pierre

Desbiolles _{qui a, entre autres,} entièrement relu le manuscrit et à David _{Guéry-Odelin qui} a assuré au _jour

le _jour les calculs de diffraction

Yvan Castin et

_Christophe

Salomon _ont, en _plus

de leur constante bonne _humeur, souvent amené un

éclairage soit _théorique soit _{expérimental} sur de

nom-breux _problèmes

Merci à _François Bardou _pour les nombreuses

dis-cussions,

mi-scientifiques,

mi-philosophiques, que nous avons eues. A Pierre Lemonde et à

_Christophe

Jurczak pour les nombreux conseils techniques que nous avons

échangés

Je remercie MM _{Jacques Baudon,} Pierre _Glorieux,

Jean-Michel _Raimond, Chris Westbrook de l’intérêt

qu’ils ont _porté à ces recherches en _acceptant de faire

partie du _jury de soutenance Merci à Pierre Glorieux

pour son accueil au LSH de Lille

Ces travaux ont bénéficié de l’aide de toute _l’équipe

de refroidissement de l’ENS Merci à Hélène _Perrin,

Alain Michaud "notre _Canadien", Brahim _Lounis, Ralf

Dum, Philippe Bouyer, Maxim

_Ol’shanii,

_{Pippa Storey,} Jacob _Reichel, Maxime Ben _Dahan, Bruno _Saubamea,

Simone _Kulin, John _Lawall, Ernst Rasel, Olivier

Morice, Carl _Aminoff, Axel Kuhn, Denis Boiron,

Wolfgang

Hansel, Ekkehard Peik et Pierre _Méjean que

je regrette profondément.

Je ne saurai oublier _l’équipe des "réseaux" _pour les

nombreux contacts que nous avons _eus, merci à Gilbert

Grynberg,

Philippe Verkerk, Jean-Yves _Courtois, Cécile

Mennerat, Christine _Triché, Samuel _Guibal, Luca

Guidoni et Constantin Petsas

Je tiens à remercier _{également l’équipe d’optique}

atomique d’Alain

_Aspect

à

_Orsay

_qui a mis en évidence

les _problèmes liés aux défauts de surface des miroirs

Sans les services _techniques, ces recherches n’auraient

pas abouti La majorité des équipements électroniques

a été réalisée au laboratoire _par André Clouqueur,

Patrick Giron ainsi _que Lionel Perennes

_(Yo)

qui a

fabriqué les "boites _{d’optique atomique"} L’expérience

n’aurait _{également pu} démarrer si vite sans l’aide des

"mécaniciens" Jean-Claude _Guillaume, Jean _Lagadec

et Jean

_Outrequin,

ainsi _que de l’ensemble des services

généraux du _{département.}

Merci à mes _parents et à mon

frère,

à Marion G. et à

C L.

Ces travaux ont été _{soutenus par} la _DRET, le

_Collège

de _France, le CNRS et l’Ecole normale _{supérieure ;} que

1

Introduction 5

Liminaires ... 9

I

_Optique

_atomique

_classique

11

1 Miroir

_atomique

13 1.1 Les miroirs

_atomiques

... 13

1.2 Force

_{dipolaire atomique}

... 14

1.2.1 Les utilisations ... 14

1.2.2 Potentiel

_dipolaire

... 14

1.3 Miroir

_atomique

à onde évanescente ... 15

1.3.1 L’onde évanescente ... 15

1.3.2 Potentiel évanescent ... 17

1.3.3 Point de rebroussement

_classique

... 19

1.3.4

_{"Trajectoire" atomique}

... 19

1.3.5 Condition de

_rebond,

taille effective ... 20

1.3.6 Courbure du miroir ... 20

1.3.7 Corrections au

potentiel

évanescent ... 22

1.4 Pertes ... 23 1.5 Réflexions

_{multiples ...}

25 2

_{Montage expérimental}

27 2.1 Introduction ... 27 2.2 Enceinte à vide ... 27 2.2.1

_Principe

... 27 2.2.2 Estimation du vide ... 28

2.2.3

_Comparaison

avec un

jet

ralenti ... 30

2.3

_Recapture

... 30

2.3.1 Transfert ... 30

2.3.2

_Dépendances

par

rapport

à

_03B4

_{P M O}

et

_dB/dz

... 33

2.3.3

_Chargement

_multiple

... 34

2.4 Les lasers ... 35

2.4.1 Le laser onde évanescente ... 35

2.4.2 Le

_système

laser

_piège

... 36

2.4.3 Détection ... 39

2.5 Conclusion ... 40

3 Sélection en vitesse 41 3.1 Introduction ... 41

3.2 Sélection en vitesse dans la cavité ... 42

3.2.1

_Principe

... 42

3.2.2 Zone sélectionnée dans

_l’espace

des

_{phases ...}

44

3.2.3 Validité de

_{l’approximation classique}

... 46

3.2.4

_Temps

d’arrivée ... 46

3.2.5 Résultats

_{expérimentaux}

... 46

3.3 Effets

_parasites

... 48

3.3.1 Influence de la courbure du miroir ... 48

3.3.2 L’émission

_spontanée

... 49

3.4 Autre

_{représentation}

... 51

3.4.1

_Propagation

libre ... 51

3.4.2 Fentes

_spatiales

ou

temporelles

... 52

3.5 Mesure de la densité dans

_l’espace

des

_phases

d’une mélasse

_optique

53 3.5.1 Introduction ... 53

3.5.2 Reconstruction de la distribution

_atomique

dans

_l’espace

des

phases

(v

z

,

z)

... 55

3.5.3

_{Applications ...}

57

4

_Optique

_atomique

_classique

59 4.1 Introduction ... 59

4.2 Réflexion _par un miroir mobile "mou" ... 60

4.2.1 Potentiel

_quelconque

... 60

4.2.2 Potentiel

_exponentiel

ou

gaussien

... 61

4.3

_Tennis,

lentilles et multi-lentilles

_{atomiques ...}

61

II

_Optique

_atomique

ondulatoire

73

5 Modulation de

_phase

d’onde de matière

_atomique

75 5.1 Introduction ... 75

5.2

_{Approche théorique}

élémentaire ... 76

5.2.1 Modulation de

_phase

en

optique photonique

... 76

5.2.2 Pour des ondes de matières ... 77

5.3

_{Séquence expérimentale ...}

79

5.3.1 Ordres de

_grandeurs

... 79

5.3.3 Choix de la hauteur de la sonde ... 80

5.4 Résultats

expérimentaux

... 81

5.4.1 Poids et

_position

des bandes ... 84

5.4.2 Les

_{dissymétries ...}

86

5.5 Interférométrie ... 88

6 Diffraction _par une fente

_temporelle

97 6.1 La diffraction

_temporelle

d’ondes matérielles ... 97

6.2 Théorie élémentaire ... 98

6.2.1 Diffraction d’un faisceau

_{monocinétique}

... 98

6.2.2 Calcul _par

_intégrale

de chemin ... 99

6.2.3 Durée effective des

_pulses

... 102

6.3

_Conception

de

_{l’expérience ...}

103

6.3.1 Résolution des

_spectres

... 103

6.3.2 Réseau de fentes incohérentes ... 103

6.4 Détection par tube

photo multiplicateur

(P.M.)

... 106

6.4.1

_Optique

de collection ... 106

6.4.2

_Exploitation

du

_signal

... 106

6.5 Effets indésirables ... 108

6.5.1 défauts de surface du miroir ... 108

6.5.2 Emission

_spontanée,

fond continu d’atomes ... 110

6.5.3

_{Elargissement}

des

_spectres

_{par le}

_{champ magnétique}

résiduel 110 6.5.4 Fluctuations du laser créant l’onde évanescente ... 111

6.6 Résultats

_{expérimentaux}

... 112

6.6.1 Pics de diffraction ... 112

6.6.2

_Augmentation

de 0394T avec diminution de ... 113

6.7 Conclusion ... 114

7 Interféromètre à fentes

_temporelles

115 7.1 Introduction ... 115

7.2 Fentes

_d’Young

_temporelles

... 116

7.2.1

_Principe

... 116

7.2.2 Calcul des

_{interférogrammes}

... 117

7.2.3

_Interfrange

... 117

7.3 Résultats

_{expérimentaux}

... 120

7.3.1

_Séquence

et choix des

_paramètres

... 120

7.3.2

_Déphasage

d’un _{bras par}

_rapport

à l’autre ... 122

7.4 Pertes de contraste ... 124

7.4.1

_{Champ magnétique ...}

124

7.4.2 Non recouvrement des

_paquets

_atomiques

_(temps

de

_cohérence)

124 7.4.3 Déformation _{du miroir par les} Forces de van der Waals ... 126

7.5 Accélérations ... 127

7.5.2 Mesures

_{de g}

... 128

7.6 Conclusion ... 129

Conclusion

_générale

135

Annexes

139

A Efficacité de détection 139 A.1 Nombre de

_photon

émis _par atomes ... 139

A.2

_Composition

du bruit de fond résiduel ... 142

A.3

_Comparaison

des mesures

d’absorption

_par

photodiode

et fluores-cence _par P.M... 143

B Gestion

_informatique

des lasers 145 B.1

_Verrouillage

assisté _par ordinateur ... 145

B.2

_Synthèse

des

_signaux

de diffraction et d’interférométrie ... 146

B.2.1 Réseaux de diffraction ... 146

B.2.2 Calibration de

_I

₁

_par

_rapport

à

_I

₂

... 148

C Les différents

_temps

de la cavité

_{(fondamentaux}

ou

non)

151 C.1 Notations ... 151

C.2 Echelles de

_temps

... 151

5

Faire de

_l’optique

avec une

particule qui

n’est pas un

photon,

mais un

_atome,

avec des éléments

optiques qui

ne sont _pas

matériels,

mais

lumineux,

constitue

le thème de recherche de cette étude.

_{L’optique atomique, consiste,}

comme en

optique photonique,

à

_fabriquer

des outils de base comme des

miroirs,

des

prismes

(dispersifs

ou

non),

des

lentilles ;

elle vise

également

à tirer

parti

du caractère

ondulatoire de la matière pour réaliser des lames

séparatrices cohérentes,

des

fentes et des réseaux de

_diffraction,

ainsi _que des interféromètres

_[1],

_[2],

_[3],

_[4].

La réalisation de ces éléments ouvre des

_perspectives

de recherches et

d’applications

de

_plus

en

plus nombreuses,

et de

plus

en

plus

à

portée

de main.

En raison du caractère ondulatoire de la

_matière,

il _y a de fortes

analogies

entre

_{optique photonique}

et

_{optique atomique ;}

mais la relation de

_dispersion

des

atomes,

du fait de leur masse, est différente de celle de la lumière et ceci va dans

certains cas modifier

profondément

l’optique qui

leur est liée.

L’optique

de

_{particules chargées,}

comme

l’optique électronique,

_par

_exemple,

est une

_optique

très

développée, qui

bénéficie de la forte interaction de ces

particules

avec des

champs électriques

ou

magnétiques

et

_qui

a donné lieu à des

applications spectaculaires

comme la

microscopie

et la

_{lithographie.}

Les

_applications

de

_l’optique

des neutrons sont

_également

nombreuses. Un très

grand

nombre d’éléments

_optiques

et d’interféromètres ont été réalisés

_[5],

et les

neutrons sont des outils

_précieux

dans l’étude de la structure de la matière.

Les intérêts à

_développer

une

_{optique atomique performante}

sont nombreux.

Par

_exemple,

les interféromètres utilisant des atomes sont d’une sensibilité

poten-tiellement

_supérieure

de

_plusieurs

ordres de

_grandeur

à celle des interféromètres

à

_photons,

du moins à

_{géométrie identique}

_[6].

Un autre

_avantage

des atomes est leur structure très riche de niveaux internes. Les

_{énergies correspondantes}

couvrent tout le

_spectre

_{électromagnétique,}

du domaine

_{radio-fréquence}

à l’U.V.

lointain,

permettant

de mettre en

_jeu

des _processus d’interaction très _variés avec

divers

_champs

_{électromagnétiques.}

Des _processus

_{multiphotoniques,}

comme les

excitations Raman stimulées

_permettent

des mesures fines de vitesse. L’émission

élevé,

et

_qui

_{(bien utilisé)}

conduit à un refroidissement et à une

augmentation

importante

de la densité des sources

_atomiques.

Ces densités élevées seraient

plus

difficiles à obtenir avec des

particules chargées

du fait de la

répulsion

électrostatique.

C’est

_grâce

à ces _processus

dissipatifs

et à

_{l’apparition}

de nouvelles

_technologies

lasers, qu’est

apparu dans les années 1980 un nouveau domaine de la

physique

des atomes neutres : le

_piégeage

et refroidissement d’atomes _par laser. Une

première

mélasse

_optique

a été réalisée en 1985

[7].

La

température

de ces

mélasses

_optiques

est limitée _par

_l’énergie

de recul associée à un seul

_photon,

ce

qui correspond

à une

température

de ~

2.5 03BCK

sur l’atome de césium

[8], [9].

La

densité des mélasses a été très fortement

augmentée

_par

l’apparition

du

_piège

magnéto-optique

[10],

et il est alors devenu

_possible

de

_disposer

de sources

atom-iques

froides

_(de

l’ordre du

_03BCK),

denses

_(~

10

11

_atomes/cm

₃

_),

_fiables,

et faciles

d’accès. Les

_avantages

de ces sources _pour

_{l’optique atomique}

sont nombreux : leur faible

_{température correspond}

à une

"grande" longueur

d’onde de de

_Broglie

03BB

dB

=

h/p,

_ce

qui

facilite la réalisation d’interféromètres. Elles ont

également

une luminosité

importante

et une faible

dispersion

des

énergies,

c’est-à-dire une

bonne "monochromaticité". Plusieurs

_espèces

sont facilement

_{piégées : alcalins,}

alcalino-terreux,

gaz rares dans un niveau métastable. De nombreuses

_expériences

utilisent désormais ces sources avec des buts très variés : réduction du bruit

quantique

de la lumière

_[11],

refroidissement sub-recul _par résonance sélective en

vitesse

_{[12], [13]}

ou refroidissement Raman

[14],

étude des réseaux

_optiques

[15],

[16],

de la diffusion

_atomique

dans de tels réseaux

_[17],

étude de la

_dynamique

chaotique

dans un

_{potentiel dépendant}

du

_temps

[18], [19],

_{amélioration des}

per-formances des

_{horloges atomiques}

_{[20], [21],}

et très

_{récemment, point}

de

_départ

du

refroidissement

_évaporatif

_{[22], [23]}

vers la condensation de Bose-Einstein

[24], [25].

La réalisation de ces sources d’atomes froids a

_permis

le

développement

d’une

voie de recherche distincte du refroidissement lui-même : la mise au

point

de

pièges

non

dissipatifs.

Le caractère non

dissipatif

est en

général

nécessaire dans des

expériences d’optique atomique

pour deux raisons. Tout

d’abord,

la

dissipation

est une cause de

chauffage,

qui

se traduit _par une

_perte

du nombre d’atomes

piégés,

ou une

_augmentation

de la

_dispersion

en

énergie.

Elle est ensuite une

gêne

car elle détruit la cohérence des ondes de de

_{Broglie atomiques,}

_{entraînant ainsi} une diminution du contraste dans des

applications

interférométriques.

Il _existe

principalement

deux

_catégories

de

_pièges

non

dissipatifs :

les

pièges magnétiques

et les

_pièges

lumineux à force

_{dipolaire auxquels}

nous nous intéressons

plus

particulièrement.

La

_géométrie

de ce

_type

de

_piège

est très variée :

_piégeage

entre _{des nappes} de lumière

_[26],

_{par des} faisceaux lasers croisés

_[27],

ou encore

piégeage

combinant la

_gravité

et une onde évanescente

[28],

l’onde évanescente

faisant fonction de "miroir

_atomique".

C’est à ce dernier

système

_que nous allons consacrer ce mémoire.

Nous nous sommes intéressés

principalement

à des

problèmes

faisant intervenir un Hamiltonien

atomique dépendant

du

_temps.

Derrière cette

terminologie

"savante" ,

se cache le fait _{que par} modulation de l’intensité du laser

qui

crée l’onde

évanescente,

il est

_possible

de

_fabriquer

des éléments

_{d’optique atomique}

dont la

nature et les

_{caractéristiques}

sont entièrement déterminées _par la modulation.

Cette étude est structuré en deux

_{parties :}

_optique

_{atomique classique}

et

optique

atomique

ondulatoire. Dans la

_première

_partie,

_après

deux

_chapitres

d’introduction

_portant

sur le miroir à onde évanescente et sur le

dispositif

expérimental,

nous étudions des _processus

d’optique atomique

où la nature

quan-tique

des atomes n’entre _pas en

jeu.

Dans le

chapitre

3,

nous

présentons

en détail une

technique

de sélection dans

l’espace

des

phases

_pour une assemblée d’atomes.

Cette

_technique

est la

_{transposition}

au domaine

_temporel

d’une succession de

fentes

_spatiales.

La sélection est un outil de base

indispensable

_{pour toutes} les

expériences

réalisées ensuite. Dans le

_chapitre

_4,

sont

_présentées

des

_expériences

où l’on

_reproduit

des éléments

_{d’optique simples,}

comme des

prismes

("tennis")

ou des

lentilles,

dans le domaine

temporel.

Par

exemple

une lentille

atomique

temporelle

permet

de _regrouper les

_trajectoires

_atomiques

_passant

en un

_point

z

i à un instant

_t

_i

_,

vers un

_{point z}

_f

à un instant

_t

_f

_,

et ce

quelles

_{que soient} les

vitesses

_atomiques

_(au

moins dans une

approximation

paraxiale)

aux

_points

(z

i

,

t

i

).

Dans la seconde

_partie

sont

_regroupés

des

_phénomènes

où il est au contraire

indispensable

de

_prendre

en

_compte

la nature ondulatoire des

_{particules atomiques.}

Le

_chapitre

5 est ainsi consacré à l’étude d’un modulateur de

_phase

_pour ondes de de

_{Broglie atomiques, analogue}

de la réflexion d’une onde

_{électromagnétique}

sur un miroir vibrant. Le

chapitre 6, présente

un

phénomène

de diffraction _par un

jeu

de deux fentes

_{temporelles. Enfin,}

ce travail se termine

(§

_chapitre

7)

_par la

des-cription

d’un interféromètre à fentes

_d’Young,

_toujours

dans le domaine

_temporel,

Liminaires

Dans ce mémoire sont

rapportées

des

expériences

menées au laboratoire

Kastler

_Brossel,

de début novembre 1993 à fin décembre 1995. Cette série

d’expériences,

toutes rattachées à un même

dispositif

expérimental

en constante

évolution est

_désignée

au laboratoire _par le terme

générique

"cavité

gravita-tionnelle seconde

_{génération".}

"Seconde

_{génération",}

car elle succède à une

première

campagne de recherche menée de

septembre

91 à octobre

93,

sur un

dispositif expérimental

différent. La "seconde

_{génération"}

doit

_beaucoup

à la

_"première

_{génération".}

C’est

grâce

à

_{l’expérience acquise}

au cours de ces

travaux,

que la seconde

génération

a été _{conçue par} Jean Dalibard et Andrew

Steane,

avec le conseil du reste de

l’équipe.

Connaissant les

difficultés,

les effets

systématiques

et les

_pièges,

le

_profit

tiré de ces recherches au laboratoire est très

grand.

Les

_{répercutions}

de la

_{première génération}

sur la seconde sont incalculables.

Actuellement la seconde

_génération

est

_{toujours productive,}

loin d’avoir

_épuisé

son

potentiel.

Ses orientations ont

changé :

elle est tournée vers la recherche

d’effets collectifs comme la condensation de Bose-Einstein. Je suis certain que

des

_{développements spectaculaires}

sont à

_{attendre ;}

sur ce

dispositif

et de

_part

le

monde.

La seconde

_génération

a débuté matériellement le 1er novembre

93, journée

au cours de

laquelle

nous avons

pris possession

de la table

d’optique.

Andrew

Steane et moi avons construit lors de la

première

année le

_système

dans une

configuration

proche

de celle utilisée lors des

_{expériences d’optique atomique.}

Ce

dispositif

n’a cessé d’évoluer et d’être

_{perfectionné.}

C’est

_pourquoi

il

_n’y

a _pas

dans ce mémoire de

représentation globale

de

_celui-ci,

il n’en existe pas. Un _des

exemples

les

_plus

_frappants

est la méthode de détection. Nous avons débuté _par une

technique

des

plus

rudimentaires : fluorescence et mesure avec

_photodiode.

La

détection a ensuite vite évolué vers une mesure

d’absorption

et de démodulation

par détection

synchrone.

Puis à

partir

de mai

95,

avec Markus

Arndt,

nous avons mis au

_point

une méthode de collection de la lumière de fluorescence

par un

photo-multiplicateur. Enfin,

les

expériences qui

continuent

_reprennent

une mesure

d’absorption

_par

caméra,

dont le but est la

_{localisation,}

avec une

résolution de

_{quelques microns,}

et un seuil

adapté

à la détection d’un atome

_unique.

Une

_description

de la structure centrale de

_{l’expérience}

est donnée dans le

chapitre

2 ;

elle est aussi

_proche

que

possible

du

montage

lors de la

_période

optique atomique.

Dans les

_chapitres

suivants

_{j’introduis}

les nouveaux éléments

expérimentaux

utilisés. Je

_reporte

dans des annexes en fin de document certaines

descriptions expérimentales plus précises.

ordres de

_grandeur

des

_{quantités physiques qui}

interviennent. Du fait de la

_grandes

diversité des

_{expériences réalisées,}

de nombreux

_paramètres

ont été

_ajustés

et

modifiés sans cesse. Comme il n’est _pas

possible

de donner une liste exhaustive des

différentes valeurs de nos

paramètres,

cela

signifie

_que les

applications numériques

portent

sur une valeur

"typique".

Elles restent des ordres de

grandeur

_pour donner une idée du domaine de valeurs dans

lequel

nous

travaillons,

mais elles ne _{sont pas}

à

_prendre

avec une

précision exagérée.

Chaque

chapitre

rapporte

une

expérience

différente

(à

l’exception

des

chapitres

1 et 2 d’introduction au miroir et au

dispositif

expérimental).

Pour

plus

de facilité

de lecture et de

_cohérence,

l’ordre des

_chapitres

ne suit pas l’ordre

chronologique

des

_{expériences.}

_Après

la construction du

_dispositif

_{expérimental}

et l’observation des

_{premiers rebonds,}

nous avons réalisé

l’expérience

de modulation de

phase.

Puis nous nous sommes intéressés à

l’optique classique,

tout

particulièrement

aux

lentilles

_atomiques

_temporelles.

Enfin nous sommes revenus à

l’optique

à caractère

11

13

Chapitre

1

Miroir

_atomique

1.1

Les miroirs

_atomiques

Un atome arrivant au

voisinage

immédiat d’une

paroi

est en

général

soit adsorbé sur cette

paroi,

soit diffusé de manière

inélastique, après échange

de

phonons

avec

cette

_paroi.

Il existe toutefois

_quelques

_systèmes

où la diffusion est

_{élastique ;}

F. Knauer et O. Stem ont ainsi observé la réflexion

_spéculaire

d’une fraction d’un

_jet

d’hélium

_atomique

ou

d’hydrogène moléculaire,

à incidence rasante d’une surface de verre

polie

en 1929

[29].

Une réflexion d’atomes d’hélium

4, également

à incidence

rasante,

par une surface d’hélium 4

liquide

a été observée en 1983

[30].

Pour une

importante

fraction des ces

_atomes,

la réflexion était

spéculaire.

Ces

expériences

utilisant l’hélium

_liquide

comme miroir ont ensuite

permis

la focalisation d’un

jet

d’hydrogène atomique

par une couche d’hélium en 1989

[31].

La réflexion d’un

jet

thermique

d’atomes de césium à incidence rasante sur une surface en verre

polie

(sans

champ

laser)

a été observée en 1986

[32].

Plusieurs

équipes

étudient

actuellement la réflexion à incidence normale d’atomes _{par des miroirs}

_{magnétiques.}

Ces miroirs sont constitués de

_supports

_magnétiques

comme de la bande audio de

magnétophone

[33] ;

plusieurs

rebonds d’atomes de rubidium ont été observés avec un tel miroir. Un taux de réflexion

_également

très élevé

_{(> 90%)}

a été observé avec

des miroirs constitués de réseaux d’aimants

_permanents

de

_polarités

inversées

_[34].

L’idée d’utiliser une onde évanescente comme miroir

atomique

a été

_proposée

par Cook et Hill en 1982

[28].

Un tel miroir a

permis

l’observation de la déflexion

d’un

_jet

d’atomes de sodium à incidence rasante à Moscou dès 1987

_{[35], [36].}

La

_première

utilisation de ce miroir dans la

configuration

de

"trampoline",

dans

laquelle

un

_paquet

d’atomes froids est lâché au dessus du

miroir,

a eu lieu à

Stan-ford en 1990

[37].

Deux rebonds ont été observés : la durée de vie des atomes est limitée _{par la}

_grande

vitesse de recul du

_sodium,

les atomes

_quittant

rapide-ment la zone réfléchissante. Une dizaine de rebonds d’atomes de césium issus d’un

d’augmenter

le

_pouvoir

réflecteur de ces miroirs de

plusieurs

ordres de

grandeurs

par exaltation de l’onde

évanescente, grâce

à des

plasmons

de surfaces ou des

guides

d’onde

_{diélectriques}

_{[40], [41], [42], [43], [44].}

De nouvelles

_expériences

_apportent

régulièrement

d’autres résultats

_originaux.

1.2

Force

_{dipolaire atomique}

1.2.1

Les

utilisations

Le

_{champ électrique}

d’une onde lumineuse

_change

les niveaux

_d’énergie

interne

d’un atome

_placé

dans ce

champ.

Un

gradient

d’intensité laser exerce donc une force sur un atome. Pour un atome dans son état

fondamental,

cette force

"dipolaire"

est attractive ou

répulsive

selon _que la

fréquence

de cette onde est

_{respectivement}

sur le _rouge ou le bleu de la transition

atomique

considérée.

Ces

_{déplacements}

lumineux ont de nombreuses

_{applications,}

notamment dans les mécanismes de refroidissement

_[45].

Dans le but de

_fabriquer

des

_pièges

non

dis-sipatifs

comme des miroirs

atomiques,

on ne s’intéresse ici

qu’aux

forces

dipolaires

dans

_{l’approximation}

où le désaccord de l’onde laser est suffisamment élevé _pour

que les processus d’émission

spontanée puissent

être considérés comme de

_petites

perturbations.

La force

_dipolaire

a donné lieu à

plusieurs

_types

de

pièges

de formes très variées.

Outre les miroirs à onde

_{évanescente,}

on

piège

des atomes dans des "boîtes" dont les

_parois

sont _{des nappes de lumière}

_[26].

Ces

_"boîtes",

où le taux d’émission

spontanée

est très

_faible,

sont utilisables pour conserver des

_atomes,

_par ailleurs

soumis à un mécanisme de "refroidissement

Raman",

_par

_exemple

[46].

Un

_simple

faisceau laser désaccordé sur le rouge constitue

_également

un

piège

[47]

dont on

peut

améliorer les

_performances

en

_compensant

la

gravité

_par un

champ

électrique

statique

[48].

Il est enfin

_possible

de

_guider

des _{atomes par} des modes lasers creux

[49],

ou à l’intérieur de fibres

optiques

creuses

_{qui guident}

elles-même un laser servant de

_potentiel

attractif _pour les atomes

_[50].

_Récemment,

on a _pu faire la

spectroscopie

d’atomes de rubidium issus d’un

_jet

à l’intérieur de ces fibres

[51].

1.2.2

Potentiel

_dipolaire

Nous

_rappelons

dans cette section

_quelques

notations et résultats concernant le

potentiel dipolaire

d’un atome à deux niveaux

_placé

dans une onde laser.

Considérons un

champ

laser de

pulsation

_{03C9L et} de vecteur de

_propagation

k :

La

_pulsation

de Rabi d’un atome à deux niveaux

_placé

dans ce

champ

est définie

d

eg

étant l’élément de matrice du

_{dipôle atomique}

d

_{qui couple}

l’état excité et

l’état fondamental :

On note 03B4 le désaccord de l’onde laser _par

_rapport

à la transition

_{atomique :}

03C9

A

étant

_l’énergie

de l’état excité.

Dans une

description

semi

classique

du mouvement

atomique,

valable si la taille

du

_paquet

d’onde

_atomique

est

_petite

devant la

_longueur

d’onde lumineuse

_[52],

l’atome est soumis à deux forces

_appelées

_{respectivement}

force de

_pression

de

ra-diation et force

dipolaire.

Nous

_ignorerons

dans ce

_qui

suit la force de

_pression

de radiation. En

_effet,

celle-ci est

_engendrée

_{par les}

_{cycles d’absorption-émission}

spontanée,

et nous _{supposerons que} le désaccord 03B4 est suffisamment

grand

_pour

que ces _processus d’émission

spontanée

aient une

probabilité

négligeable.

La force

dipolaire dérive,

quant

à

_elle,

du

_potentiel

_{[53] :}

qui

dans

_{l’approximation}

de faible

_{saturation, qui}

nous intéresse ici

s’écrit 1

Ce n’est autre _que le

_déplacement

lumineux de l’état fondamental.

1.3

Miroir

_atomique

à onde évanescente

1.3.1

L’onde évanescente

On

_fabrique

l’onde évanescente _par réflexion totale interne d’un laser à un

in-terface vide

_{diélectrique}

_{(figure 1.1).}

Le

_{champ électrique}

de cette onde a _pour

expression :

w

z et wy sont les cols de l’onde évanescente et 03B5t son vecteur

polarisation.

Cette

onde se _{propage dans} la direction transverse _ey, avec un vecteur de

_propagation

associé :

1

FIG. 1.1 : Polarisation de l’onde évanescente _pour deux

_{polarisations}

du

_champ

laser incident.

03BB étant la

_longueur

d’onde dans le vide de ce

laser,

n l’indice du

diélectrique

et 03B8

l’angle

d’incidence. La

_{longueur caractéristique}

de la décroissance

_1/03BA

est donnée

par :

Dans notre

_expérience,

le

_{diélectrique}

est un

prisme

de silice de

synthèse

d’indice n =

1.452, l’angle

d’incidence _a

pour valeur : 03B8 =

58° ±2°,

_ce

qui permet

de faire

l’estimation

_{1/03BA ~}

0.19 _03BCm.

Pour toutes les

_{expériences présentées}

dans ce

mémoire,

la

polarisation

du laser

qui

crée l’onde évanescente a été choisie

parallèle

au

_{plan d’incidence,}

figure

1.1.

On

_peut

montrer _que c’est la

_{polarisation qui}

maximise l’intensité du

_champ

laser

transmis

Et.

Dans ce _cas, la

_polarisation

du

_champ

laser évanescent est

_elliptique.

Il existe un autre cas

particulier

intéressant :

_lorsque

la

_polarisation

_{du laser}

incident 03B5n est

_{perpendiculaire}

au

plan d’incidence,

la

_polarisation

de l’onde

évanescente est

_linéaire,

on a la relation

_{simple :}

_et = 03B5 n .

FIG. 1.2 :

_Réflexion

d’un atome

_d’energie

totale

_E

₀

_par une onde évanescente

désaccordée sur le bleu de la transition

atomique.

1.3.2

Potentiel évanescent

Le

_{potentiel dipolaire}

_pour un atome

_placé

au dessus du

prisme diélectrique

s’écrit :

Le désaccord de l’onde évanescente

03B4

O E

est

_{pris positif,}

de telle sorte _{que le}

po-tentiel

_(1.10)

soit

_répulsif

_(U

₀

>

0).

Si

U

0

est

_supérieur

à

_l’énergie

totale

_E

₀

des

atomes,

il va alors être

possible

de réfléchir un atome _par cette onde

(figure 1.2).

L’atome de césium

_qui

est utilisé _pour ces

expériences

de rebonds n’est _pas un atome à deux niveaux. Un extrait de la structure des niveaux

d’énergies

de

cet atome est donné

_figure

1.3. Le laser utilisé _pour les rebonds est désaccordé

sur le bleu de la transition D2 à 852.1 _{nm, et} les atomes sont lâchés dans l’état

fondamental F

g

= 4. Dans

l’approximation

où le désaccord de l’onde évanescente est

_grand

devant la structure

_hyperfine

de l’état

_excité,

la valeur du

_potentiel

U

0

(eq 1.10),

a été calculée _par P. Desbiolles

[54] :

et 03B1

(m

F

)

est défini _{par :}

Pour les

expressions

1.11 et

_1.12,

l’axe de

_{quantification}

est

_{pris parallèle}

_{à ex,} et

dans la base standard

et

_03A9

₂

₁

_(r)

est la

_pulsation

de Rabi effective :

où 0393 est la durée de vie de l’état

_excité,

_I

_sat

l’intensité de saturation et I

_(r)

l’intensité du laser évanescent. Pour l’atome de

_césium,

_I

_sat

= 2.2

mW/cm

2

.

La hauteur de la barrière de

_{potentiel U}

₀

_dépend

donc a _{priori du} sous niveau

magnétique

dans

_lequel

l’atome ce trouve.

FIG. 1.3 : Niveaux

_{d’énergies}

du césium 133.

Dans le cas où la

polarisation

_03B5n, du laser incident est

_parallèle

au

plan

Dans le cas où elle est

perpendiculaire

au

plan

d’incidence,

on a

|

|c

+

=

|c

-

|

et

U

0

ne

dépend

plus

de mF.

1.3.3

Point de rebroussement

_classique

Une

_quantité

fondamentale dans ce travail est le

point

de rebroussement

clas-sique

des atomes dans le

_champ

laser.

_Supposons

_pour

_simplifier

_que l’onde évanescente a un

profil

d’intensité

circulaire,

wx _{= wy} = _w. L’altitude _z0 de

ce

point

est atteinte

lorsque

la hauteur de la barrière est

égale

à

l’énergie

totale :

ce

qui

donne :

où M est la masse de la

particule

réfléchie et

P

i

=

Mv

i

son

impulsion

à l’entrée de

l’onde évanescente. On

_peut

tout de suite remarquer que la

position

du

point

de

rebroussement,

i.e. "la

_position

effective du

_miroir",

est liée à l’intensité du laser

qui

crée le miroir. Par variation de cette intensité au cours du

temps,

on

change

la

position

effective du miroir.

_{L’amplitude}

de ce

déplacement dépend

de la

puissance

laser

_disponible,

et est

_typiquement

de l’ordre de

_grandeur

de

_{1/03BA ~}

0.2 _03BCm. Le

Cette vitesse vm est

indépendante

de x, y et de mF. En modulant l’intensité laser

I

O.E

au cours du

_temps,

on va

_communiquer

ou

_prélever

de

l’énergie

aux atomes

réfléchis _par ce miroir. Cette

propriété

a été utilisée de manière

systématique

([55],

référence

_reproduite

au

chapitre

4).

1.3.4

_{"Trajectoire" atomique}

Lors d’une

_expérience

de

_rebond,

on laisse tomber les atomes issus d’une mélasse

optique

sur le miroir. La hauteur de chute de ces

_atomes,

de l’ordre du

millimètre,

est très

_supérieure

à leur

_longueur

d’onde de de

_{Broglie 03BB}

_dB

_,

_qui

varie d’une fraction

de micron au niveau de la

mélasse,

à ~10 nm au niveau de la surface du miroir. Le

potentiel

de l’onde évanescente a une

portée

1/03BA

_qui

est

également

très

_petite

_par

rapport

à la hauteur de chute. La

_{trajectoire atomique}

suit donc

_{principalement}

les

lois d’une chute libre

_classique,

sauf lors de la réflexion où le recours à la

_mécanique

quantique

peut

se révéler

indispensable

(§

partie

II)

[56].

Un

_{paramètre important}

est le

_temps

de

_rebond,

c’est à dire le

_temps

de _passage

v

i ~ 25

cm/s

à l’entrée de l’onde

_{évanescente,}

ce

_temps

est donné _{par :}

Ce

_temps

de rebond est court

_comparé

au

_temps

de vol total

(plusieurs

dizaines

de

_ms).

La réflexion

_peut

donc être considérée comme

quasi

instantanée. Pour

mémoire,

remarquons que la

trajectoire classique

d’une

particule

réfléchie par un

champ exponentiel

est calculable

_{explicitement,}

_{[57] (la}

_gravité

est

_{négligée) :}

Une solution exacte de

_{l’équation}

de

_Schrödinger

décrivant le mouvement

quan-tique

d’une

_particule

dans un

potentiel exponentiel

est donnée dans la référence

[58],

et la structure de modes des fonctions d’ondes a été étudiée dans

[59]

et

[60].

1.3.5

Condition de

_rebond,

taille effective

Pour

_qu’un

atome

_rebondisse,

il faut une barrière de

_potentiel

suffisamment

élevée conduisant à z0 > 0. Cela détermine le diamètre D du miroir :

On définit

_également

un désaccord maximal

03B4

max

,

au-delà

_duquel

le rebond ne se

fait

_plus

même en x = y = 0 :

où

_I

_t

est l’intensité de l’O.E. du coté du vide du

_{diélectrique.}

1.3.6

Courbure du miroir

Pour assurer la stabilité transverse des

_{trajectoires,}

la surface du

_{diélectrique}

est choisie

_sphérique

de _rayon de courbure R

_(figure

1.4 extraite de

_[39]).

Il existe alors des

_trajectoires

stables _pour des atomes lâchés sans vitesse initiale au dessus

du miroir à une hauteur

_H,

si

_{[59] :}

Les effets de cette courbure sur les

_{trajectoires atomiques}

seront traités comme des

FIG. 1.4 :

_(a)

Un miroir

_plan

n’assure pas la stabilité des

trajectoires

contrairement à

_(b)

un miroir

sphérique.

Courbure effective

Le _rayon de courbure du miroir lumineux

_R

_eff

est en fait différent de celui du

ménisque

R

m

= 2 _cm. Il faut _en effet

prendre

_en

_compte

la correction de courbure

due à l’onde évanescente

_gaussienne,

en sommant les inverses des courbures :

En

_pratique,

le col w de l’O.E. a varié entre 300 et 400 _{03BCm, si} bien _que la différence entre

_R

_m

et

_R

_eff

ne

dépasse

_{pas 20}

%

(R

eff

< 2.4

_cm).

Remarque

Il existe une valeur de w = _w0

pour

laquelle

R

ef

f = ~. La courbure du faisceau

gaussien

compense la courbure

géométrique

du

diélectrique.

Ceci

peut

être

_exploité

pour

fabriquer

un miroir

plan.

On trouve _pour

_R

_m

= 2 cm :

Prisme

Le schéma du

_prisme

_{diélectrique}

_que nous avons utilisé est donné dans la

figure

1.5. Il

_s’agit

d’un

_{prisme super-poli}

en silice de

synthèse.

La

figure

montre

le

_trajet

de deux _rayons

_optiques

et donne une idée de la

divergence

de ces _rayons

lié à la courbure.

FIG. 1.5 :

_{Représentation}

_{du prisme à l’échelle 1. La courbure du}

_ménisque

assure

la stabilité des

_{trajectoires atomiques}

aux

_temps

longs

(après

plus

de deux

rebonds).

On a tracé deux rayons lumineux

espacés

de 0.5 mm à l’entrée du prisme et dont

les

_points

_d’impacts

sur le

ménisque

sont

_symétriques

_par

_rapport

au centre. La

hauteur de lâcher _moyenne des atomes est dans notre

_expénence

de 3.3 mm.

1.3.7

Corrections

au

potentiel

évanescent

Au

_potentiel

créé _par le

_{champ laser,}

il faut

_ajouter

les interactions

atome-surface, qui

se traduisent _par un

potentiel

attractif

[61] :

pour

1/03BA

= 0.19

03BCm, u = h x 110 kHz. La

figure

1.6

(extraite

de

_[62])

donne l’allure de la modification du

_potentiel.

Si

_l’énergie

des atomes incidents est suffisamment

basse devant

_U’

₀

_,

les interactions atome surface sont

_{négligeables.}

En

_pratique,

à

atomes

_qui

"voient" la déformation du

_potentiel

et le traitement

_quantitatif

des

effets décrits

_plus

loin doit

_prendre

en

_compte

cette interaction de van der Waals.

FIG. 1.6 : Potentiel évanescent

_modifié

_par des interactions

_{atome-surface}

1.4

Pertes

Si le miroir

_sphérique

est

_stable,

le

_temps

de

_séjour

des atomes dans la cavité n’est pas

infini,

mais limité _par de nombreuses causes de

_pertes.

Elles sont

princi-palement

dues à l’émission

_spontanée

de

_photons

et aux collisions avec les

particules

du _gaz

résiduel

2

.

(i)

L’émission

_spontanée

L’émission

_spontanée

va induire un

chauffage

qui

fini _par faire sortir les atomes

de la zone

réfléchissante ;

elle

_peut

également changer

l’atome de sous-niveau

hy-perfin fondamental,

ce

_qui

va modifier

profondément

le

potentiel

évanescent "vu" par l’atome. On

distingue

deux causes

d’absorption

de

photons

_par l’atome :

2022 Dans l’onde évanescente. On

_montre,

dans

l’hypothèse

de faible

satura-tion,

que le nombre moyen de

photon

émis par rebond _nsp est

[37], [54] :

2

Il _{est apparue} d’autres causes de _{pertes que} celles mentionnées _ici, notamment liées à des défauts de surface du _{dioptre supportant} l’O E Nous reviendrons _plus loin sur ce _problème

FIG. 1.7 :

_Signal

_{proportionnel}

au nombre d’atomes à 3.3 mm au dessus du _prisme en

_fonction

du désaccord de l’onde

_{évanescente,}

les résonances

correspondent

à des atomes

_qui

ne tombent pas

lorsqu’il y

a

équilibre

entre

_pression

de radiation et

pesanteur.

Ce résultat est

_indépendant

de l’intensité de l’onde

évansescente

3

.

2022 En vol libre. La surface du

prisme,

dont le

poli

est

_imparfait,

diffuse une

partie

de

_l’O.E.,

cette lumière diffusée est

_susceptible

d’être absorbé _par les

atomes. On estime très

_{précisément}

le nombre de

_photons

ainsi absorbés

par des mesures de "lévitation" : _pour une

fréquence

de l’O.E.

précise,

03B4

lev

,

l’accélération des atomes induites _par

_{l’absorption}

de

_photons

diffusés

com-pense exactement l’accélération due à la

pesanteur

g,

(correspondant

à 2800

photons

par

seconde).

Les atomes "lévitent" au dessus du

_prisme,

le même

phénomène

à lieu _pour

_-03B4

_lev

_.

On en déduit le nombre de

photons spontanés

par seconde nlev :

En

_pratique,

on mesure

03B4

lev

= 60

MHz,

pour la transition

F

g

= 4 _vers

F

e

= 5

(voir

figure

1.7),

soit 10

_photons

_par seconde _pour

_03B4

_{O E}

= 1 GHz. Cette

3

On ne tient pas, ici, compte des interaction de van der _{Waals, qui vont} notoirement modifier

technique

de lévitation est

_également

un _{moyen de suivre} l’évolution de la

lumière diffusée par le

prisme

sur une échelle de l’année

(celui

se

dégrade

lentement suite à

_{l’apparition progressive}

d’une couche de

_césium).

Enfin,

un

chauffage

_peut

être induit _{par de} la lumière diffusée _par les lasers

des

_{pièges, proches}

de

_résonance,

bien

_qu’ils

soient a

_priori

obturés.

(ii)

Collisions avec le _gaz résiduel

Cette cause est

plus

difficile à

quantifier.

Les

_pertes

correspondantes

ont été

estimées de l’ordre de 10

%

des

_pertes

totales _pour une

_pression

de

10

-8

mbar sur

le

_dispositif

de

_première

_génération

_[39].

Avec notre

_système

dont la

_pression

est

meilleure de

_plus

d’un ordre de

_grandeur

_(§2.2),

les

_pertes

_par collisions doivent être

_{négligeable.}

Une dernière cause de

pertes

est encore

envisageable :

les collisions entre atomes

froids

_piégés.

La densité d’atomes dans la cavité étant très

_faible,

ces

_pertes

sont

complètement

négligeables.

1.5

Réflexions

_multiples

En laissant tomber sur le miroir un _nuage

atomique

d’une

température

de

quelques micro-Kelvin,

et d’une hauteur de

_{quelques millimètres,}

nous observons

plusieurs

rebonds successifs

_{(figure 1.8).}

Les détails

_{expérimentaux}

_(système

à

_vide,

pièges

et

_détection)

de l’obtention de la courbe de la

_figure

1.8 sont

_présentés

dans le

_{chapitre suivant,}

mais la

_procédure

_peut

être résumée ici : on laisse les atomes

tomber,

on attend un délai

_t,

puis

on mesure le nombre d’atomes

présents

à cet

instant. La

_procédure

est ensuite

_répétée

_pour différentes valeurs de t. Une dizaine de rebonds a ainsi été

observée,

avec une durée de vie à

1/e

des atomes dans la

"cavité" de 200 ms.

Comme il existe des

_trajectoires

stables des atomes

_piégés

au dessus du

ménisque,

et _que

_plusieurs

rebond ont été

_observés,

nous donnons souvent à ce

système

le nom de "cavité

gravitationnelle".

Précisons _que dans la _mesure, où le

nombre de rebonds reste assez

faible,

cette dénomination est

_{légèrement abusive,}

le facteur de

_qualité

de ce "résonateur" étant de l’ordre de l’unité.

Remarque

Sous certaines

conditions,

en laissant tomber les atomes dans l’état

F

g

=

3,

_avec

une valeur

03B4

O

_E. bien choisie _pour

_permettre

l’absorption

d’un

photon

en _moyenne par

rebond,

on effectue une transition

Sisyphe

de

F

g

= 3 _vers

F

g

=

4,

qui

se

traduit par une

_perte

importante d’énergie

des

_atomes,

et donc _par une réduction

FIG. 1.8 : Nombre d’atomes stockés dans la cavité en

fonction

du

_temps.

Le

_temps

de

_stockage

à

_1/e

est de l’ordre de 200 ms.

importante

du taux de

_pertes

_par rebond.

_Ajoutant

à cela un

piégeage magnétique

transverse,

nous avons observé des durées de vie de 700 ms.

Cet effet

_Sisyphe

dans une cavité

gravitationnelle

a fait

l’objet

d’une étude

détaillée et devrait avoir des

_applications

en termes de

gain

en densité dans

l’espace

des

_phases.

On _{pourra, pour}

_plus

de

_détails,

consulter les références :

_[63],

_[64]

et

27

Chapitre

2

Montage

expérimental

2.1

Introduction

Ce

_chapitre

est consacré à la

_description

du

_montage

_{expérimental.}

Le

_système

à deux

_pièges

que nous avons

développé

est

présenté

en détail. L’idée d’utiliser un

piège

à atomes neutres pour en

charger

un autre a initialement été

exploitée

à

Boulder

_{(Colorado) [66] ;}

dans cette

_expérience

une mélasse d’atomes froids était

lancée vers le haut par une fontaine

atomique

_pour être

capturée

dans un

_piège.

Pour

_disposer

d’un bon vide et d’un

_temps

de

_chargement

du

_piège

_court,

tout

en bénéficiant des

_avantages

du

chargement

à

partir

d’une _vapeur

atomique

à

température ambiante,

nous avons mis au

point

un

système

à double cellule. Il

comprend

deux

_pièges

_{magnéto-optiques}

_(P.M.O.),

le

_premier

servant à

_charger

le second. Il

_s’agit

du

_{premier système}

où un P.M.O. est transmis vers un P.M.O.

Dans la section

_2.2,

nous décrivons les

_aspects

essentiels du

système

à vide.

La section 2.3 est consacrée au

problème

du transfert des atomes d’un

_piège

vers

l’autre. Dans la section

2.4,

quelques précisions

sont données sur la

partie

laser

de cette

_expérience,

_montage

_qui

utilise exclusivement une

technologie

de diodes

lasers.

2.2

Enceinte

à vide

2.2.1

_Principe

Un schéma de ce

dispositif

est donné sur la

figure

2.1. Il est formé de deux

cellules

_placées

l’une au dessous de

l’autre,

chacune

pompée

_par une _pompe

_ionique

(et

plus

récemment par une _{pompe à} sublimation de titane pour la cellule du

bas).

La

_première

cellule contient une _{vapeur de} césium. Elle est

_séparée

de la seconde