VERS UNE MEMOIRE QUANTIQUE AVEC DES IONS PIEGES

tel-00430795, version 1 - 9 Nov 2009
54 CHAPITRE 2. PIÉGER ET REFROIDIR DES IONS
Fig. 2.11 – Simulation de la proportion
d’atomes excités. Le modèle sépare l’ensemble
atomique en classe de vitesse. On
observe une résonance large de 300 MHz,
dont le centre est creusé sur 50 MHz par la
résonance noire.Figure extraite de [97]
Fig. 2.12 – Simulation de la proportion
d’ions piégés excités. Le modèle
sépare l’ensemble atomiques selon l’amplitude
du mouvement oscillant. On observe
cette fois une résonance large d’environ
4 GHz.Figure extraite de [97]
niveau est métastable, il existe également un état noir S −D, superposition de ces deux états.
Les phases accumulées au cours du temps des états |1 et |3
étant différentes, l’état noir
S − D |Ψ− dépend du temps de sorte que la population atomique n’est pas entièrement
pompée dans un état non couplé et qu’il reste une proportion non nulle d’atomes brillants.
Ions piégés à trois niveaux Un exemple particulièrement intéressant de spectroscopie
d’ions piégés est donné dans l’article de Schubert et al.[97], mêlant une étude théorique et
expérimentale de la largeur du spectre de fluorescence de la transition de refroidissement et
du phénomène de CPT. Le système atomique considéré est un ensemble d’ions barium Ba +
dont les niveaux pertinents sont dans une configuration Λ comme sur la figure 2.10. Les lasers
sont superposés et se propagent dans le même sens, le désaccord du repompeur est maintenu
dans un premier temps égal à zéro et on s’intéresse à la la population présente dans le niveau
supérieur. La résolution des équations de Bloch optique est menée d’abord en séparant les
ions selon différentes classes de vitesse, on obtient alors le spectre de la figure 2.11. Deux
particularités sont à noter, tout d’abord on observe un double pic séparé par un creux qui est
la marque de la résonance noire CPT. Le centre du creux est placé à δb = δr = 0, et ne descend
pas jusqu’à zéro car une proportion non nulle d’atomes restent brillants (cf. supra). La largeur
du creux est donnée par la condition ∆r = δr − −→ kr −→ v = ∆b = δb − −→ kb −→ v . Dans le cas où les
faisceaux sont copropageants, la largeur fréquentielle du creux est donnée par 1
2π |kb − kr|˜v 3
et vaut environ 50 MHz, soit nettement inférieure à la largeur du spectre de fluorescence qui
atteint ici 300 MHz. Cette dernière largeur constitue la seconde particularité au sens où elle
est très inférieure à la largeur Doppler sur cette transition estimée à 4 GHz (= 1
2π |kb|˜v). La
différence tient au fait qu’il s’agit d’une résonance à deux lasers : le désaccord de repompeur
3 Dans le cas où les lasers sont contrapropageants, la largeur devient condition devient 1
2π |kb + kr|˜v,
de sorte que le creux est plus large et moins profond au point qu’on ne peut plus l’observer.