Réflexion d’atomes sur un miroir à onde évanescente

Le développement des méthodes de refroidissement et de piégeage d’atomes a permis l’émergence d’un nouveau domaine de la physique: l’optique atomique. En effet, à basse température, la longueur d’onde de de Broglie de l’atome devient beaucoup plus grande que le rayon de Bohr, d’où l’idée d’utiliser le caractère ondulatoire des atomes de manière similaire aux ondes lumineuses en optique traditionnelle. Voptique atomique consiste donc à réaliser avec des atomes ce que l’on effectue facilement en optique photonique comme focaliser, réfléchir, diffracter ou faire interférer des atomes. Vintérêt d’utiliser des atomes réside d’abord dans leur grande sensibilité aux champs extérieurs: gravité, accélérations, rotations, champs électrique et magnétique[l] , ce qui confère potentiellement aux interféromètres atomiques une sensibilité intrinsèque supérieure aux interféromètres optiques pour ce type de mesures[2] . Par exemple, le gyromètre atomique a déjà montré une précision proche des meilleurs gyromètres optiques[3] . De plus, comme les longueurs d’onde atomiques peuvent être plus petites que les longueurs d’onde optiques (par exemple 10 nm pour le Rb à v = 0,5 m çl), l’optique atomique doit permettre de sonder ou de réaliser des structures avec une meilleure résolution. Cette perspective a motivé la réalisation d’expériences d’holographie[4] et de lithographie atomique[5] , permettant notamment l’obtention de structures de quelques dizaines de nanomètres[6] .

De plus, comme lors de l’émergence des lasers en optique traditionnelle, on peut penser que l’obtention de la condensation de Bose-Einstein[7] va permettre le développement de ce type d’expériences, dans lesquelles la cohérence de la source joue un rôle important. Le développement de ces différentes expériences nécessite la maîtrise des composants de base de l’optique atomique. Dans cette perspective, notre groupe s’est focalisé sur l’étude du miroir à atomes, qui constitue un élément clé de l’optique atomique. Il peut en effet être utilisé comme miroir plan, séparatrice ou miroir concave pour la focalisation ou la réalisation d’une cavité à atomes.

En 1982 R.K. Cook et R.K. Hill ont proposé de réfléchir des atomes en utilisant la force dipolaire dans une onde évanescente à la surface d’un prisme [8] . Les premières expériences de réflexion d’atomes ont été réalisées à partir de 1987 en incidence rasante[9, 10] et à partir de 1990 en incidence normale[ll] . Elles ont été suivies de plusieurs expériences visant à améliorer l’efficacité du miroir, en amplifiant l’intensité de l’onde évanescente à l’aide d’un plasmon de surface[12-14] ou d’un guide d’onde diélectrique, en particulier dans notre groupe[15­ 19] . La réflexion sur une onde évanescente modulée spatialement, proposée en 1989 pour diffracter les atomes[21] a donné lieu à plusieurs expériences montrant la présence de résonances de type Doppleron[12, 22] et de diffraction[23-25] . Ceci a permis notamment de réaliser une séparatrice atomique. Une autre possibilité pour réaliser une séparartice à atomes est d’ajouter un champ magnétique au potentiel dipolaire pendant la réflexion[20] . D’autres expériences, utilisant un miroir atomique concave, ont montré la possibilité d’obtenir jusqu’à dix rebonds[26-28] , étape nécessaire pour la réalisation de cavités à atomes[29, 30] similaires à la cavité Fabry-Perot en optique traditionnelle. Vutilisation d’un miroir modulé dans le temps a également permis d’effectuer des expériences d’optique atomique dans le domaine temporel[31 34] , et notamment la réalisation d’un interféromètre[35] . Enfin, des fibres à atomes ont été réalisées sur le principe du principe du miroir à atomes à onde évanescente, avec une fibre creuse dans laquelle passent les atomes [36, 37] .

Emission spontanée 

Pendant la réflexion, les atomes sont placés dans un faisceau laser quasi-résonnant et peuvent donc émettre un ou plusieurs photons de fluorescence. Ce processus est nocif pour le miroir à atomes, aussi bien en terme de réflectivité du miroir, qu’en terme de cohérence. En effet, les atomes ayant une structure hyperfine, l’atome peut tomber dans un autre état fondamental lors de l’émission spontanée, soit dans un autre ni veau de la structure hyperfine [26, 48] , soit dans un autre sous-ni veau magnétique. Le potentiel lumineux de ce nouvel état peut être différent du précédent; s’il est plus faible ou attractif, l’atome peut alors être perdu lors de la réflexion . Mais, même si l’atome n’est pas perdu, l’émission d’un photon de fluorescence provoque une perte de cohérence, qui intervient à deux niveaux. Du point de vue de la trajectoire atomique, chaque émission spontanée communique à l’atome une quantité de mouvement liko de direction aléatoire. Si nous faisons la moyenne sur tous les atomes, ceci résulte en une dispersion des atomes dans l’espace des vitesses: l’onde de de Broglie réfléchie n’est pas une onde plane, mais elle doit être décrite comme un mélange statistique d’ondes planes de directions différentes. On peut aussi considérer l’évolution de la phase atomique. Lors de l’émission spontanée, l’atome acquiert une phase qui dépend du photon spontané. Etant donné que ce photon est émis avec une phase aléatoire, les atomes ayant subi au moins une émission spontanée ont une phase aléatoire après la réflexion. La perte de cohérence (par rapport à l’onde de de Broglie incidente) est totale pour ces atomes.

Table des matières

Introduction générale
1 Principe du miroir à atomes
Introduction
1. Champ dans l’onde évanescente
1. Polarisation TE
2. Polarisation TM
2. a. Intensité effective
2. b. Décomposition en polarisations circulaires
2. Miroir atomique pour un atome à deux niveaux
1. Couplage dipolaire électrique atome-champ
2. Potentiel dipolaire en régime des faibles saturations
3. Faisceau laser gaussien: miroir effectif
4. Emission spontanée
3. Cas d’un atome de Rubidium 85
1. Structure hyperfine de la raie D2
2, Déplacement lumineux de l’état fondamental hyperfin
2. a. notation
2. b. Calcul du déplacement lumineux
4. Conclusion : résultats obtenus
Annexe I-A Données sur le Rubidium
1. Données sur le 85Rb
2. Structure fine
3. Passage de la base découplée à la base hyperfine
4. Structure hyperfine
II La force de van der Waals dans le miroir à atomes
Introduction
1. Limite des courtes distances
1. Dipôle permanent
2. Dipôle oscillant classique
3. Dipôle atomique
3. a. Contribution d’une raie de structure fine
3. b. Contributions respectives des différentes raies de structure fine
3. c. Approximation de ê constant
4. Atome dans l’état fondamental
2. Distance quelconque: résultats d’électrodynamique quantique
1. Polarisabilité atomique
1. a. Définition
1. b. Unités
2. Expression générale du potentiel de van der Waals
3. Approximation des courtes distances
4. Limite des grandes distances
5. Distances intermédiaires: approximation par une seule résonance
3. Potentiel réflecteur total
1. Interaction atome paroi en présence de l’onde évanescente .
2. Forme du potentiel réflecteur total
3. Influence des paramètres de l’onde évanescente
3. a. Rôle du déplacement lumineux
3. b. Modification du maximmn du potentiel réflecteur total
3. c. Distance minimale d’approche
4. Profil laser gaussien
4. Effet tunnel et réflexion quantique
1. Barrière parabolique
2. Résolution numérique de l’équation de Schrodinger
III Montage expérimental
1. Description générale de l’expérience
2. Description de l’enceinte d’expérimentation
1. r.: enceinte à vide
2. Positions relatives des atomes et des faisceaux
3. Préparation des atomes froids
1. Ralentissement .
2. Piège
2. a. Schéma adopté
2. b. Bobines
2. c. Faisceaux lasers piège
2. d. Faisceau repompeur
2. e. Nombre d’atomes piégés
3. Compression spatiale du nuage atomique
4. Refroidissement
4. Laser titane saphir
1. Description du laser
1. a. Cavité laser
1. b. Faisceau de pompe
1. c. Compensation de l’astigmatisme
1. d. Sélection en fréquence
2. Performances du laser
2. a. Puissance
2. b. Fréquence
5. Détection des atomes
1. Description de la sonde
2. Signal d’absorption
2. a. Détennination des positions de la sonde et du prisme
2. b. Optimisation de la sonde
3. Distribution spatiale
3. a. Optimisation de la sonde
3. b. Système d’imagerie
Conclusion générale

Télécharger le rapport complet