VERS UNE MEMOIRE QUANTIQUE AVEC DES IONS PIEGES

tel-00430795, version 1 - 9 Nov 2009
1.3. PROTOCOLES 35
1.3.3 Protocole en Λ
Dans ce protocole, le milieu support de la mémoire possède des propriétés d’absorption
et de dispersion à une longueur d’onde qui peuvent être contrôlées par un champ lumineux
de longueur d’onde différente. En particulier il peut être rendu transparent ou fortement dispersif,
par l’effet de transparence électromagnétiquement induite [64]. Un tel effet peut être
produit par des atomes présentant trois niveaux en Λ comme représenté figure 1.12. Lorsqu’on
éclaire la transition 2-3 par un champ puissant, l’analyse de la transition 1-2 montre
une absorption modifiée : le graphe supérieur représentant l’absorption d’une sonde balayée
en longueur d’onde autour de la résonance, présente une fenêtre de transparence entourée
par deux pics d’absorption. Il s’agit du doublet Autler-Townes 12 [65] [66] dont la largeur est
donnée par l’intensité lumineuse du champ de contrôle. Le milieu est également modifié en
Fig. 1.12 – A : Profil d’absorption d’une sonde balayant la transition 1-2 en présence d’un
champ de contrôle puissant résonant avec la transition 3-2. B : Indice de réfraction correspondant.
C : Schéma des niveaux atomiques.
terme de dispersion : on observe au voisinage du désaccord nul que l’indice de réfraction
présente une variation non nulle et que cette variation sera d’autant plus intense que les pics
sont proches. La vitesse de groupe dépend de la variation de l’indice, plus elle est forte et
plus la lumière est ralentie. Ainsi, à haute puissance de champ de contrôle le milieu sera
transparent, et à faible puissance fortement dispersif.
Le protocole consiste à envoyer l’impulsion dans le milieu à résonance avec la transition
12 Dans le formalisme de l’atome habillé, on choisit de décrire le système formé de l’atome et du
champ électromagnétique. Les états sont décrits par les donnée du niveau atomique et du nombre
de photons. Dans le cas de la transition 2-3 éclairée par un champ à résonance les états | 2, n et
| 3, n + 1 (où n représente le nombre de photons) auront la même énergie. Le couplage dipolaire lève
cette dégénérescence, faisant apparaître deux états nouveaux ”habillés” séparés d’une énergie ¯hΩ où Ω
est la fréquence de Rabi qui excite la transition. Ces états sont des superpositions cohérentes des états
initiaux | 2, n et | 3, n + 1 , et contiennent chacun une projection non nulle sur l’état excité 2. En
sondant la transition 1-2 avec un faisceau moins intense, cette levée de dégénérescence est conservée
et on fait apparaître la structure du doublet présente sur la figure 1.12