VERS UNE MEMOIRE QUANTIQUE AVEC DES IONS PIEGES

tel-00430795, version 1 - 9 Nov 2009
166 CHAPITRE 7. ABSORPTION
fraction notable de la population dans cet état : la sonde est absorbée. On coupe ensuite le
bleu (zone 3), ce qui augmente nettement la population dans le fondamental : l’absorption
est plus importante. Enfin, le repompeur est coupé (zone 4) et la population est pompée dans
le niveau D par le faisceau sonde : on observe une lente remontée du signal de transmission
(i.e. une baisse de l’absorption). On peut estimer un temps caractéristique du phénomène : le
taux de pompage des ions dans le niveau D est égal au nombre de photons absorbés, divisé
par le rapport de branchement dans le système à trois niveaux S − P − D égal à 13. Le taux
d’absorption des photons est donné par σN
Eph I(0), avec I(0) = 1 W/m2 l’intensité du faisceau
sonde incident, Eph = 4.7 × 10 −19 J l’énergie d’un photon. On trouve un taux de pompage
dN
dt
= − σI(0)
13Eph
N N = τ , où τ = 200 µs est le temps caractéristique du pompage. Cette esti-
mation est proche de la mesure sur la figure du temps caractéristique de pompage de 1 ms.
Lorsque le faisceau bleu éclaire à nouveau le nuage (zone 4), la remontée est alors accélérée.
La chute du signal est cette fois de 1 mV pour 1 V de signal, correspondant à une absorption
de 0.1 %. Elle est un peu inférieure à l’absorption mesurée sur la figure 7.1 car le laser de
repompage n’est pas exactement à résonance.
On observe sur ces deux figures un net effet d’absorption du faisceau sonde, et les profils ont
pu être interprétés de manière satisfaisante. L’absorption s’élève à 0.1%, ce qui est en bon
accord avec l’estimation faite pour un cristal contenant 50 000 ions, que l’on a utilisés ici. Une
absorption plus importante pourrait être atteinte pour un cristal comptant une population
plus importante, toutes choses égales par ailleurs.
7.2.3 Spectre d’Absorption
En utilisant le signal d’absorption obtenu dans l’expérience précédente, on peut effectuer
un spectre d’absorption en fonction du désaccord du faisceau sonde. Le spectre est présenté
dans la figure 7.3 On observe un maximum de l’absorption pour la résonance comme attendu.
Le profil a une largeur de 60 MHz, ce qui est grand devant la largeur naturelle de la transition
qui est de 20 MHz. L’élargissement provient principalement de l’effet Stark dynamique
(power broadening). En effet, on a pris soin de ne pas quitter le régime cristallin, de sorte que
l’élargissement Doppler n’est pas supérieur à 10 MHz et n’explique pas la largeur observée.
L’intensité de la sonde est évidemment très inférieure à l’intensité de saturation mais en revanche
l’intensité du repompeur est ici assez importante et atteint 4 mW/cm 2 . L’intensité de
saturation étant égale à 0.14 mW/cm 2 , l’élargissement est légèrement supérieur à 50 MHz,
ce qui explique la largeur observée. Pour mesurer plus précisément cet effet, il conviendrait
d’acquérir de nouveaux spectres pour des intensités du laser infrarouge différentes. Notons
que cet élargissement ne diminue pas la valeur maximale de l’absorption.
7.2.4 Vers une absorption plus importante
Pour obtenir un milieu atomique optiquement plus profond, on cherchera à travailler avec
des cristaux plus froids et plus denses. On peut à cet effet employer une modulation du laser
de refroidissement dont le rapport cyclique est plus favorable : si le temps de refroidissement
est plus important, les cristaux dont on mesure l’absorption peuvent être semblables à ceux
que l’on a présentés dans le chapitre précédent (figures 6.14 page 154 et 6.17 page 158) et qui
contiennent jusqu’à 10 6 ions. Dans le cas particulier du cristal de la figure 6.17, l’absorption
devrait être 20 fois plus importante et atteindre 3%. Rappelons que ce cristal est piégé dans