VERS UNE MEMOIRE QUANTIQUE AVEC DES IONS PIEGES

tel-00430795, version 1 - 9 Nov 2009
104 CHAPITRE 4. ENSEMBLE DU DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL
Réglage Afin de placer la longueur d’onde de la diode à résonance avec la transition S-
P de l’ion Strontium, on effectue un réglage grossier avec un spectromètre wavemaster R○
de Coherent. La précision de l’appareil est de 1 pm soit en fréquence 2 GHz, une valeur
cent fois supérieure à la largeur du niveau P. Pour approcher plus finement la résonance on
utilise une quasi-coïncidence spectroscopique entre l’ion Sr + et l’atome neutre de 85 Rb : la
résonance 5s S 1/2(F = 2) → 6p P 1/2(F ′ = 3) (fréquence absolue νRb) de l’atome neutre
se situe à 440 MHz de la résonance S-P 5s S 1/2 → 5p P 1/2 (fréquence absolue ν Sr +) du
88 Sr + : νRb = ν Sr + − 440 MHz. Concrètement, le faisceau de la diode est divisé en deux, voir
figure 4.24. La première partie, destinée à interagir avec l’ion Sr + est envoyée vers le piège.
La seconde partie est d’abord décalée spectralement (encart 1 du graphe), avant d’interagir
avec les atomes de Rb (encart 2 du graphe) dans un montage d’absorption saturée et d’être
finalement mesurée. Le décalage spectral de 440 MHz s’effectue en deux passages dans un
modulateur acousto optique piloté par une tension oscillant à 220 MHz. Ce schéma en œil
de chat permet de modifier le désaccord sans modifier la direction du faisceau de sortie.
La gamme de fonctionnement du modulateur est 170 MHz-240 MHz. Si l’on note νa cette
fréquence, ν0 la fréquence du laser envoyé vers les ions, et νsat la fréquence du laser envoyé
sur la cellule de Rubidium, on a :
ν0 = νsat − 2νa
La spectroscopie par absorption du faisceau par les atomes de Rb donne les transitions atomiques
élargies par effet Doppler. Dans la pratique, on observe des largeurs de l’ordre du
GHz, trop importante devant la largeur du niveau P. Le schéma d’absorption saturée [151]
est une méthode qui permet de s’affranchir de l’effet Doppler. Deux passages à travers la
cellule atomique sont nécessaires : lors du premier passage, le faisceau est suffisamment intense
pour saturer la transition atomique et lors du second passage superposé spatialement
au premier, le faisceau atténué vient sonder les populations. On observe sur une photodiode
l’absorption de ce faisceau sonde par les atomes, absorption dont la largeur est dominée par
l’effet Doppler. Cependant lorsqu’on se trouve près de la résonance, le premier et le second
passages interagissent avec les mêmes atomes, les atomes de vitesse très faible. Le premier
faisceau, saturant, dépeuple fortement le niveau fondamental, ce qui diminue notablement
l’absorption de la sonde. On observe alors un pic dans le creux d’absorption, pic dont la largeur
n’est pas limitée par l’effet Doppler mais dépend de la largeur naturelle de la transition,
de l’élargissement par puissance et de l’amplitude de modulation de la cale piézo-électrique,
si elle est présente. La figure 4.25 montre un signal d’absorption où l’on distingue clairement
quatre résonances identifiées sur le graphe. Deux d’entre elles sont dues aux isotopes 85Rb et les deux autres aux isotopes 87Rb. Ces transitions ont un élargissement Doppler d’environ
1 GHz correspondant à une température supérieure à 400 K (la cellule est chauffée pour
augmenter la densité atomique et l’absorption du milieu). Au maximum d’absorption on distingue
des pics qui proviennent du montage en absorption saturée. Sur la figure 4.26 (a),
qui est un agrandissement de la transition 5s S1/2(F = 2) → 6p P1/2 les pics sont nettement
visibles. Ils sont au nombre de trois et correspondent aux résonances du 6p P1/2(F ′ = 2)
(fréquence ν1), 6p P1/2(F ′ = 3) (fréquence déjà notée νRb) et un cross-over entre ces deux
états (fréquence ν1+νRb
2 ). Pour cette fréquence optique particulière, il existe des atomes qui se
trouvent simultanément à résonance avec les faisceaux aller et retour mais sur des transitions
différentes. Par exemple, un atome peut être décalé par effet Doppler à résonance avec le
premier faisceau sur la transition 6p P1/2(F ′ = 2) (fréquence ν1) et le décalage Doppler vaut
. Le décalage Doppler par rapport au seconde faisceau contrapropageant sera
alors νRb−ν1
2