Vers des mesures précises de violation de la parité dans le Césium : Contruction d’une expérience nouvelle utilisant une détection active par émission induite Philippe Jacquier To cite this version: Philippe Jacquier. Vers des mesures précises de violation de la parité dans le Césium : Contruction d’une expérience nouvelle utilisant une détection active par émission induite. Physique Atomique [physics.atom-ph]. Université Pierre et Marie Curie - Paris VI, 1991. Français. �tel-00011878� HAL Id: tel-00011878 https://tel.archives-ouvertes.fr/tel-00011878 Submitted on 9 Mar 2006 HAL is a multi-disciplinary open access archive for the deposit and dissemination of scientific research documents, whether they are published or not. The documents may come from teaching and research institutions in France or abroad, or from public or private research centers. L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est destinée au dépôt et à la diffusion de documents scientifiques de niveau recherche, publiés ou non, émanant des établissements d’enseignement et de recherche français ou étrangers, des laboratoires publics ou privés. DEPARTEMENT DE PHYSIQUE DE L’ECOLE NORMALE SUPERIEURE THESE de DOCTORAT D’ETAT ès Sciences Physiques présentée à l’Université Pierre et Marie Curie Paris VI par Philippe JACQUIER pour obtenir le VERS DES MESURES grade de PRÉCISES Docteur ès Sciences DE VIOLATION DE LA PARITÉ CÉSIUM: CONSTRUCTION D’UNE EXPÉRIENCE NOUVELLE UNE DÉTECTION ACTIVE PAR ÉMISSION INDUITE. soutenue le: 17 Avril 1991 devant le M. S. Jury composé de: Haroche Mme. M.A. Bouchiat M. J.L. Bobin M. D. Fournier M. P. Pillet M. L. Pottier DANS LE UTILISANT DEPARTEMENT DE PHYSIQUE DE L’ECOLE NORMALE SUPERIEURE THESE de DOCTORAT D’ETAT ès Sciences Physiques présentée à l’Université Pierre et Marie Curie Paris VI par Philippe JACQUIER pour obtenir le VERS DES MESURES grade de PRÉCISES Docteur ès Sciences DE VIOLATION DE LA PARITÉ CÉSIUM: CONSTRUCTION D’UNE EXPÉRIENCE NOUVELLE UNE DÉTECTION ACTIVE PAR ÉMISSION INDUITE. soutenue le: 17 Avril 1991 devant le M. S. Jury composé de: Haroche Mme. M.A. Bouchiat M. J.L. Bobin M. D. Fournier M. P. Pillet M. L. Pottier DANS LE UTILISANT Le travail présenté dans ce mémoire été effectué a au sein du Laboratoire de scopie Hertzienne de l’Ecole Normale Supérieure, je remercie MM. Brossel de m’y avoir accueilli tifique tout à fait et de m’avoir ainsi ce physique, ils ont Dupont-Roc environnement scien- permis de bénéficier d’un remarquable. Ce sont Marie-Anne Bouchiat et Lionel Pottier dire tout et Spectro- que l’un su comme à leur l’autre, gràce m’apporter, tout qui ont dirigé exceptionnelle compréhension qu’il m’ont appris ce travail, je ne saurais ce et transmis, je leur de la suis très reconnaissant et les remercie très sincèrement. Je noublie pas non plus que ce travail est celui d’une plaisir Jocelyne Guéna et Michel Lintz ainsi que les qui voulu porter à C’est ce compétence eu de travail travail un Laboratoire de j’ai je remercie aussi avons qui sont passés à avec venus nous travailler ensemble toujours été très enrichissants pour moi. ont Je tiens à remercier MM. à la et différents visiteurs apporter leur aide, des moments très agréables que nous et équipe des en Haroche, Bobin, Fournier et Pillet de l’intérêt qu’ils ont bien acceptant de participer expérimental dont il est ici personnels techniques Spectroscopie Hertzienne pouvoir compter toujours ingénieurs. sur du en au jury. question et il n’a pu être mené que Département de particulier. Je Physique mesure général en gràce et du toute la chance que le travail et l’enthousiasme de ces techniciens et Malheureusement la diminution continuelle de leur effectif me fait craindre que malgré leurs efforts cet atout Mme Bouniol a assuré la exceptionnel ne finisse par perdre frappe difficile de ce de son mémoire, acceptant efficacité. avec beaucoup bonne grâce les nombreuses modifications que je lui demandais. Mme Moissenet la plupart des figures. Mlle Gazan a effectué le tirage du tout avec sa a de dessiné gentillesse habituelle et M. Manceau la reliure. Je les en remercie tous. Enfin je voudrais saisir cette occasion de dire à tous mes amis et amies du de Physique et d’ailleurs combien je leur suis reconnaissant du soutien au moment de la difficile de ce travail, sans épreuve qu’avec leur aide je ma famille j’ai qu’ils m’ont apporté dû surmonter n’y serais peut-être pas parvenu. Département pendant le cours TABLE DES MATIERES INTRODUCTION .......................... PARTIE I: motivations pour I-1 Violation de la parité une mesure et 1) Violation 2) Courants neutres 3) Interférence électrofaible 4) Potentiel violant I-2 Les précise de la violation de la interaction faible dans les atomes de la parité par l’interaction faible parité atomique.. 5 .......... 7 ............... 7 ......................... ...................... la parité, amplitude 1 pv E 1 ................ premières expériences et leurs implications .............. 8 8 10 13 1) Expériences de pouvoir rotatoire ..... 13 2) Expériences sur des transitions très interdites en présence 16 1 d C d’un champ électrique . 3) Détermination des constantes de 4) Extension du domaine de test de la théorie électrofaible ..... couplage C 1 u et 5) Complémentarité entre des informations venant énergies de la physique atomique et 1) Interrogations sur le modèle standard expériences 22 23 ............ 25 ................. 25 2) Couplage axial-nucléonique, vectoriel-électronique Corrections radiatives 20 des hautes ............................. I-3 Nouvelles motivations pour de nouvelles 3) ............ ............. 26 ....................... 30 I-4 Les nouvelles expériences ...................... ..... 35 ..... 36 .......................... 43 1) Etendre la gamme d’atomes mesurés 2) Mesures précises dans le césium I-5 Notre stratégie PARTIE II: II-1 35 Principales étapes de la progression de l’expérience ..... Principe de l’expérience ....................... 1) Position du problème 2) Exploitation de l’émission ........................ 45 47 47 ..... 49 3) Description de l’expérience idéale ..... ..... a) Excitation 6S - 7S 50 i) Amplitude de transition et ii) 7S, Détection par émission b) i) ii) c) Matrice densité de Détection de Matrice de Ordres de i) ii) induite matrice effective de transition 6S - 7S orientation et alignement ..... induite, matrice de gain ............. l’alignement gain ..... ..... ........................ grandeur Nombre d’atomes excités Intensité du faisceau sonde iii) Amplification possible iv) Rapport signal sur bruit Les avantages et les inconvénients des non-linéarités a) Amplification de l’asymétrie ii) b) Ordre Les i) ii) 57 57 59 ..... 63 ..... 65 ..... 66 ............ 66 67 67 ..... 67 de grandeur de l’effet ..... 68 dangers Le 53 63 .................... i) Principe de l’effet 52 ..... ..................... 4) 52 des non-linéarités problème Le remède ................... 70 ......................... 70 .......................... 71 5) Réexamen critique de la méthode de détection: choix de la transition sonde II-2 Une 1) Les expérience exploratoire objectifs 5) 75 ..................... 75 signaux ..... 76 ................ 80 de l’état 7S ......... 86 ..... 87 ..... 87 Conclusion ............................ 91 l’anisotropie a) Détection sur la fluorescence b) Détection sur le faisceau transmis expérience préliminaire: l’étude de l’amplification pulsée 1) Pourquoi ne But de cette pas tenter l’expérience Résultats obtenus a) en parité en champ continu? transverse .... .................. 94 ......................... 97 d’amplification .............. 97 ...................... 99 Structure hyperfine, largeur des résonances ..... 100 ii Grandeur du gain réalisable à résonance ............... iii) Absorption par l’état 3/2 6P iv) Utilisation des "bipulses".................... ..... Trois régimes d’amplification .................... i) Etude succinte de la superradiance spontanée ..... ii) Manifestation de la superradiance déclenchée ..... iii) Passage continu du régime d’amplification linéaire à celui de superradiance déclenchée d) 93 95 b) Spectres d’amplification c) 93 ..................... Observation d’untransitoire i de violation de la expérience préliminaire 3) Configuration expérimentale 4) des Sensibilité de l’émission induite à II-3 Une 2) ..... allure des spectres obtenus 3) Interprétation et exploitation 4) 73 des lasers continus avec de cette étude 2) Principe de l’expérience et ... Sensibilité .......................... à l’anisotropie de l’état 7S ..... i) Mesure du dichroïsme circulaire ii) Propriétés et forme spectrale du signal de dichroïsme 102 103 105 107 108 110 112 114 .................. 114 .......... 122 5) iii) Amplification de l’asymétrie par propagation dans la vapeur optiquement épaisse 123 Conclusion 126 ............................ II-4 Observation de calibration l’alignement Stark test de la champ longitudinal, en procédure de ........................... 1) Amplification du faisceau sonde 2) Absorption du faisceau sonde, choix de la densité optimale de césium a) Caractéristiques concernant la population excitée dans 6P 3/2 .................... ..... ........ 3) 4) b) Tentative c) Choix d’interprétation de la densité optimale de césium Manifestement de Réalisation de la l’alignement Stark a) Le modulateur b) Obtention d’un spectre impair en 03B8 F c) Validité de la méthode de calibration: Faraday et Un 8) Conclusion exemple de défaut: et test de la validité de cette méthode . proportionnalité entre le signal Perspectives Matrice densité b) Excitation 6S - 7S de 6P 3/2 139 141 141 F 03B8 .. 145 ..... 146 d’amélioration ..... 149 hélicité parasite du faisceau vert 7S, population, orientation a) 134 144 et ......... ........................... Matrice densité de 132 ................. ............................ Complément 132 142 l’asymétrie une 130 ............... étatlonnage Sensibilité de l’expérience parité - 6) 7) 1) son ................ .................. procédure de calibration 5) Amplification de II-A ..................... 129 et alignement ..... ..................... ........................ c) Matrice de transition d) Matrice densité 7S , 1/2 F ..... e) Population de 7S ..... f) Orientation g) Alignements ....................... ..... .......................... 153 156 159 159 159 160 161 162 165 166 167 2) Matrice de a) Amplification b) ................. 169 ................... 169 ......................... 169 1 ,k 0 gain, coefficients K, k Matrice de du faisceau sonde gain PARTIE III: Construction du .............. 177 ........................ 183 ......................... 183 III-1 Le laser d’excitation 1) Principe du laser montage expérimental a) Un laser continu dont le faisceau est extérieurement amplifié b) Principe de fonctionnement des amplificateurs c) Que veut dire intensitincidente suffisante? ........ ............. ............... d) Le choix du nombre d’étages .................... 2) Description technique a) Le laser continu Schéma Asservissement des éléments iii) Isolation La ii) ........................... optique b) des Durée et 186 187 187 187 ........................ 189 ...................... 191 ...................... 191 ........................... 194 impulsions ...................... 194 ..................... 194 ..... 199 qualité spectrale III-1-A Mesures de sécurité général 191 ..... Les cellules à colorant a) Energie 185 187 Schéma Performances sélectifs, stabilisation 184 du mode laser ..... partie amplification i) 3) ......................... i) ii) b) ..... 183 1) Opérateurs et étrangers ..... 199 ..... 200 2) Protection des étrangers 3) Protection des opérateurs ..... 200 III-2 Le 1) laser sonde Raisons du choix d’un laser à centres colorés et de la transition 7S - ............... 203 ........................ 204 c) Choix du laser à centres colorés à 1.47 03BCm b) à ces i) ii) longueurs d’onde sommaire des divers composants de la cavité Contrôle de la Asservissement de la ......... fréquence à fréquence Asservissement de l’étalon de une ..... référence atomique externe Fabry-Perot iii) Repérage pratique de la c) Pompage du cristal 201 202 Lasers a) Description 1.47 03BCm ............... b) du laser à 201 Transitions disponibles 3/2 6P 201 ............... (et longueurs d’onde) possibles a) 2) Description 3) ..... interne 204 206 ..... 206 ........... 207 fréquence ..... 209 ........................ 212 ....................... 214 Performances du laser a) Puissance, rendement b) Largeur spectrale ....................... 214 ........................ 216 c) Accordabilité ..... 216 d) Durée de vie .......................... 218 III-2-A Calcul de la cavité ..... 219 1) Motivation d’un calcul complet 2) Dépliement de la cavité ..... 220 en anneau .................... 3) Condition de stabilité de la cavité a) Equivalence de l’ensemble d’une lentille suivie d’un miroir plan b) Expression la condition c) Etude d) Confirmation (et choix) de stabilité de la cavité du waist du laser axpérimentale de ..... ....... 222 222 222 ..... 224 .................. 226 ..... 228 4) Compensation de l’astigmatisme ..... 228 nos calculs III-2-B Fabrication des cristaux 1) Tirage d’un monocristal ..... 231 ..... 231 2) Création de défauts par irradiation 3) Affinage: III-2-C obtention des centres voulus Le III-3 Les cellules, le champ III-4 ..... ..... 233 234 239 243 .............. 243 ......................... 244 problème des décharges: nelle .......... électrique construction des cellules 2) Les deux cellules 3) Le problème de la conduction Le (Tl ou Tl°(1) A F ) + cryostat 1) Principe généraux de 4) .................. du verre recours à une ................. alimentation de champ électrique impulsion- ............................... L’interrupteur optique 247 ....................... 249 251 1) Principe de l’interrupteur optique ..... 253 2) 257 III-5 Mise en 0153uvre et Le polarimètre 1) Principe et 2) performances .................... .......................... réalisation Utilisation à la mesure d’une biréfringence, 261 ..... d’un pouvoir rotatoire ou d’un dichroïsme 266 a) Représentation de la polarisation par un vecteur polarisation et de l’effet d’un système une matrice de transfert optique par b) Expression c) du taux de Introduction impulsions lumineuses .......... biréfringence à l’aide du polarimètre 266 268 269 ................. 273 ........................... 273 2) Enregistrement des impulsions .................... 276 ....................... 275 ........................... 276 .......................... 278 Chaîne de mesure des polarisations .................. 281 a) Présentation de la chaîne choisie ..... 281 a) Système préliminaire b) c) 3) dans ce formalisme Mesure des coefficients de dichroïsme et de III-6 La détection des 1) polarisation ................. Peaufineur Carte DMA de bruit de la chaîne de b) Etude des différentes causes c) Procédure de du bruit d) Résumé de e) Etude du bruit mesure quelques en présence sans de lumière: nation des fluctuations d’intensité larimètre ........ ................... de bruit mesures mesure gràce lumière parmi les mesure au du taux de fonctionnement plus significatives . polarisation en mode avec 284 289 291 élimi- équilibrdu po- ............................ 294 i) Réjection du bruit d’intensité sur la différence des impulsions fournies par les deux voies ............................. ii) Réjection f) du bruit Réduction du bruit des i) ii) iii) Etude des sur le signal photons impulsions lumineuses de la dépendance en r au .......... niveau du bruit de en fonction de la taille des impulsions lunmineuses .................... III-6-A Non-linéarités dans la chaîne de mesure des polarisations ..... 1) Effet d’une non-linéarité 2) Effet d’une non-linéarité différente sur les deux voies 3) Mesure de la différence des non-linéarités des deux voies. Conclusion III-6-B Ecart quadratique commune sur 1) Définitions la réjection moyen du bruit de conversion résolution du convertisseur photons . ................... Etude de la dépendance du bruit Résultats et commentaires de fuite du bruit commun ...... ............ ..... analogique-numérique. III-7 Problèmes de ...................... des lasers 2) Synchronisation des lasers 296 296 298 301 303 303 304 305 309 309 ....................... 310 notre convertisseur ..... 311 synchronisation 1) Synchronisation 295 Choix de la ............................ 2 2) Calcul de < e(x) > et 03C3 3) Application au choix de 294 .................... 313 ...................... 314 avec l’impulsion 3) Synchronisation du peaufineur et de champ électrique des convertisseurs CONCLUSION ....... analogique - numérique ... ..... 314 316 319 REFERENCES ..... 325 INTRODUCTION 1 L’objet de ce travail est un projet de physique atomique actuellement en cours visant à la mesure précise d’un effet de violation de la parité dans le césium. Ce projet qui haleine s’inscrit dans un vaste ensemble de recherches menées depuis du modèle standard électrofaible unifiant les interactions faibles et relatons ici au seuil de ce sont les trois l’étape Les toutes expérience de finale successives de étapes d’exploitation, qui premières expériences l’équipe de l’E.N.S. a construction n’est pas encore de violation de la abouti confirmation du modèle standard, une sa en 1982-83) constitue un travail de une vingtaine d’années autour Ce que électromagnétiques. ont amené qui longue son nous développement engagée parité en physique atomique (la première avaient contribué à apporter à basse énergie précision d’environ 10% . Simultanément elles avec une réussissaient à imposer des contraintes sérieuses à des modèles concurrents. Les le but 2014 la la ne dépasse d’une décimale réponse comparaison à des -11 unité atomique 10 2014 en fait différentes. En effet amplitude une de transition n’est pas de refaire mieux le même supplémentaire resterait d’un intérêt limité l’approximation précise, peut apporter une utile aux domaine connues d’énergie théorie en en sur une plus complète. Or aux une mesure phénomènes trois venues des plus grands très différent de celui on a à basse de hautes une 3 est faisait progresser en profondeur, dont c’est- lieu de penser que la énergie, si elle est très énergies par le biais telle ces des peut fournir mesure motivations, qui physique atomique compte auquel elle GeV). accélérateurs. parties : la première précise de la communauté de la ne 100 grandeur fondamentale bas. Actuellement jeu des transitions virtuelles. Ainsi informations Ce mémoire est divisé toujours bien à l’ordre le porte si elle tester le modèle véritablement des informations relatives corrections radiatives mettant complément mesure théorique permet de théorie électrofaible n’est pas un pas ont des motivations de l’ordre du pourcent possible questions essentielles. La à la valeur à-dire au-delà de un si ici, modèle, dont plus personne ne doute en tant que théorie effective à basse énergie (~ L’acquisition vers précision mesurer avec une dipolaire électrique qui test du dont celle abordée expériences actuelles, habituée. tenu ne qu’elles A cette fin sont pas concernent on cherchera particulièrement à celui des expériences Nous avons inversion de comme la dans parité amplifié se nouvelles physique atomique à la théorie électrofaible vis-à-vis de particules. expérience d’exciter le césium, la transition interdite 6S - 7S par population permettant manifestera laser un comme une un modification chirale de la dichroïsme a de celle-ci plan incité à ne un en présence d’un champ impulsionnel. On de détecter les atomes excités initiale mais par émission induite par l’expérience finale nous non réalise ainsi pas par fluorescence deuxième laser. La violation de polarisation d’origine du faisceau sonde ainsi "électrofaible". La complexité procéder à ces bouleversements qu’imposaient les exigences de sensibilité et de précision que par étapes à partir de la situation correspondant l’expérience de 1982-83. Ce sont La troisième Une sur l’expérience de de la des physique par la vapeur, due à prévisible à de l’apport choisi dans notre nouvelle électrique statique, une situer partie place importante impulsions lumineuses altèrent leur a étapes que décrit la deuxième bruit de photons près, de manière corrélée avec des difficultés rencontrées dans être menée à bien partie. quant à elle le montage expérimental graduellement mis été réservée à la réalisation des au polarisation L’ampleur Marie-Anne concerne ces ainsi systèmes laser, à la détection sensible des qu’à celle des très petites modifications qui les basculements des une en ceuvre. expérience de ce paramètres de l’expérience. genre qu’au sein d’une équipe travaillant en bonne intelligence. Bouchiat, Jocelyne Guéna, moi-même, Michel implique qu’elle La nôtre est Lintz et Lionel Pottier ne peut composée de auxquels se sont joints de manière temporaire successivement Arthur Zajonc, Emlyn Hughes et Sven Redsun. Chacun de ses travail membres, dont les compétences présenté ici qui et les est le résultat des goûts sont différents et efforts conjoints de tous. 4 complémentaires, a contribué au PARTIE I MOTIVATIONS POUR UNE MESURE PRECISE DE LA VIOLATION DE PARITE 5 ATOMIQUE I-1 Chapitre VIOLATION DE LA PARITE ET INTERACTION FAIBLE DANS LES ATOMES Violation de la 1) Le but d’une par l’interaction faible parité expérience de violation de la parité dans un atome est entre électrons et noyau à basse Il est bien connu des coordonnées sur les les règles d’espace (c’est l’opération de sélection de en être une C.N. sous le Laporte [1]. L’existence de En fait puzzle 03B8 - que devait confirmer parité. d’espace" ou "parité"), cela se voit facilement règles [2] quelques un aussi la que la envisagée plus permis à Wigner d’expliquer analogues parité et pour les processus il semble bien symétrie par parité pourrait avant 1956. A cette ensemble de résultats par le fait que l’interaction faible mois a de sélection conserve l’hypothèse de la nature n’a pas été Yang proposèrent d’interpréter de "d’inversion montre que celle-ci gravitation. règle fondamentale nom effet seule l’interaction faible viole la qu’en C’est cette conservation de la parité qui jeu l’interaction forte soit de même pour la en C’est exemple que l’interaction électromagnétique est invariante par renversement équations de Maxwell. mettant et par énergie. d’étudier l’interaction faible ne pas époque T.D. Lee expérimentaux inexpliqués ne tard C.S. Wu et coll. dans conservait pas la une qu’il expérience connus parité [3], ce devenue célèbre [4]. La violation de la systématique : parité est donc l’apanage l’interaction faible viole toujours la parité. Cette ambiguïté l’interaction faible des autres, c’est atomique pour exclusif de l’interaction faible et elle est d’ailleurs ce que séparer l’effet de l’interaction faible 7 nous propriété permet utilisons dans une de distinguer sans expérience entre électron et noyau de celui de de physique l’interaction électromagnétique, pourtant 2) bien Courants neutres Tous les processus mettant dits "à courants stable. un plus intense. chargés" L’exemple quark u et en ces processus de la capture K du noyau en jeu l’intraction faible est à cet le sait comme on dans cette interaction l’électron est transformé 1971 t’Hooft depuis qu’en brisée" étaient renormalisables le modèle développé quelques groupe de jauge SU(2) ~ U(1) montré a qu’on sait qui en l’existence avait déjà été Z°,médiateur d’un fut bientôt mise en nouveau 1983 [7]. électron boson W + sa interagit ou W- chargé, charge diminuer radioactivité, l’atome n’est avec d’une donc pas stable. d’une théorie satisfaisante de l’interaction faible : disposer Glashow, Salam et Weinberg [6] fait unifie les interactions faible et soupçonnée, ou modèle standard il existait un type d’interaction faible dit "à évidence dans la chambre à bulle diffusion de neutrinos un un [5] que les "théories de jauge à symétrie spontanément Ce modèle souvent appelé théorie électrofaible et W- dont de cas années auparavant par et égard typique : maintenant, processus atome dont le noyau est un neutrino et le noyau voit en unité, le quark u étant changé en d : c’est bien un C’est jusqu’en 1970 étaient des peuvent avoir lieu dans ne électronique échangeant, connus prédisait qu’outre troisième boson au massif, le les W + neutre : le Cette interaction CERN dans des expériences Comme chacun sait le boson Z° fut produit directement [8] et est fabriqué désormais quotidiennement dans les "usines à Z°" sur électromagnétique. courants neutres". Gargamelle fondé au CERN de en que sont le SLC et surtout le LEP. 3) Interférence électrofaible A cause de la très grande masse du Z° (~ 91 8 ), 2 GeV/c l’interaction faible est à très courte à l’échelle d’un atome elle portée : (d’où son nom observée dans une interaction d’ailleurs). De Gargamelle était plus, en apparaît alors que l’existence même d’une diffusion neutrino-électron soi une démonstration de l’interaction faible à courant neutre, élastique (sans transformation du noyau) entre spécifique nettement prépondérante jusqu’aux énergies correspondant un amplitudes une noyau : contribuent donc en principe nous à courants une l’avons chargés de l’électron qui déjà dit se couple et une négligerons). correspondant à une de la obtient donc une a au y comme contraire très en l’échange jeu d’un un électron et photon et une distinguer l’une de l’autre parité, qu’elle ? soit d’ailleurs celui des quarks du noyau, contient à la fois a aussi une partie scalaire, qui expérience donnée, elle peut et est du Z°. processus mettant par atomique noyau ici à courants neutres. Dans le modèle standard le courant faible Considérons maintenant très d’espace Aw image miroir Il y un masse Comment peut-on les a se comporte exactement schématiquement la comme une em A probabilité de transition priori s’écrire : ème membre sont des scalaires et où le troisième terme, représentant 3 l’interférence entre le processus faible et le processus réflexion un partie pseudo-vectorielle [9]. L’amplitude résultante contient donc où les deux premiers termes du une électron et utilisant le fait que l’interaction faible viole la Z°, au W (il partie pseudo-scalaire A nous en ou comme partie vectorielle et que à à la em représentée amplitude électromagnétique A amplitude faible représentée par l’échange d’un Z°. Comme un faible, l’interaction électromagnétique étant loin d’être Deux de l’interaction interaction de contact très peu intense comme une em A se électromagnétique est un pseudo-scalaire. Dans comportent de manière différente: si l’on réalise l’expérience première, donc de chiralité opposée, une des amplitudes change, l’autre pas, on probabilité différente : donc bien violation de la parité avec une asymétrie proportionnelle à A W imation : 9 en première approx- dont la entre 4) mesure W c’est-à-dire l’effet de l’interaction faible à permet d’atteindre A courants neutres l’électron et le noyau. Potentiel violant la Dans un atome la parité amplitude 1 pv E partie de A W correspondant à la partie pseudo-vectorielle du courant élec- tronique et vectorielle du courant nucléaire est prépondérante. On peut représenter son existence par un potentiel effectif très pseudo-scalaire petit par rapport au potentiel Coulombien. Dans la limite non-relativiste il s’écrit : Dans cette provient c, il e expression on reconnaît un pseudo-scalaire formé de variables électroniques 03C3 · p / m du courant normalisée et F G contact. pseudo-vectoriel électronique qui représente le fait la charge électrique montrer donc qu’à W Q est généralement que l’interaction faible est la constante de Fermi indique l’importance cause du qui du Z° au dans l’interaction de simplement sous couplage de la symétrie la se de somme des est, à l’échelle de l’atome une interaction de donne l’intensité effective de l’interaction faible. courant vectoriel Coulomb, jauge couple au Z°; 03C1 (r) est la densité nucléaire N il y charges a on nucléaire et joue le même rôle que l’appelle charge faible 10 du noyau. On peut conservation du courant vectoriel faible et que faibles de chacun des la forme : W Q quarks du noyau, on l’écrit fonction des constantes de en noyau de Z convention et protons couplage vectoriel C 1 et C u 1 d N neutrons. Le facteur -2 n’a en évidence pvdans un V 1 pseudo-scalaire qui lui fait violer la parité. par l’interaction parité Un pv V 1 tout niveau est avons on pris en réalité sens entre des niveaux s’attend à pouvoir mettre états de même légèrement sur sujet à l’époque, que différents, en évidence que seuls tout de même encore en de caractère Laporte selon laquelle l’élément de nous Sous parité opposée. parité". Cependant il résulte de peuvent être non-nuls les éléments de restant donc intéressera impossible [10]. Par dipôle statique un dipôle électrique de transition non-nul entre deux > et|n’ : > . est excessivement Compte tenu petit. c’est d’ailleurs essentiellement cette remarque pv E 1 au est augmenté par premier chef dans un de l’extrême M.-A. et C. Bouchiat qui lança véritablement facteur cette thèse un (Z peu = plus grand 55) E 1 p vreste très faible : Entre deux niveaux de même exister son un parité opposée à|n que pour les atomes lourds . Pour le césium qui 3 Z profit du temps satisfaite par l’interaction à courants faibles neutres tous les états de cependant montré [11], et mettant à contaminé par les niveaux de petitesse pv pv E de Vcomparé au potentiel Coulombien, 1 1 le règle parité nominale, donné en première approximation par où la somme s’étend ont en déjà dit qu’une conséquence de la conservation est la exemple l’expression de 1 pr) V ( v ci-dessus) matrice de d contre Nous pourra donc exister entre états "de même dipôle électrique par qui constituent le et d dipolaire électrique d est nul entre deux niveaux de même parité. l’invariance par renversement du (cf. u signification physique, il résulte d’une atome ? Bien sûr électromagnétique matrice de l’opérateur mopent l’effet de aucune quarks aux d’origine purement historique. Comment mettre de la du Z° parité une amplitude dipolaire magnétique de transition l’absence même de violation de la parité, elle est même nettement plus grande que importante conséquence supplémentaire de l’invariance par renversement 11 1 peut M 1 p E . v Une du temps est que 1 pM E / v est nécessairement un imaginaire pur, Comme nous électromagnétique 1 réel, 1 imaginaire pur [12], c’est-à-dire qu’avec la convention habituelle, M pv E nous l’écrirons donc désormais l’avons se vu est i Im E . 1 pv plus haut, la différence de comportement entre les interactions faible et traduira par l’amplitude électromagnétique, une asymétrie violant la parité, rapport de l’amplitude faible sur c’est-à-dire ici : Dans le césium la transition choisie (6S - 7S) est en fait très est bien inférieur à 1 interdite, M /c : B 03BC pv L’asymétrie A est donc finalement raisonnablement mesurable : Nous verrons d’un champ électrique statique, plus loin que les méthodes employées expérimentalement, ayant recours à l’application conduisent à des asymétries contrepartie d’un meilleur contrôle des effets observés bénéfice dû au recours à une transition et en fait plus faibles donc d’un résultat plus 1 particulièrement faible, d’amplitude M réel. 12 -6 (10 à ) -5 10 en sûr. Néanmoins le demeure tout à fait Chapitre I-2 LES PREMIERES EXPERIENCES ET LEURS IMPLICATIONS Les premières expériences regroupent - en deux de mesure d’un effet de violation de la parité dans les atomes se catégories : d’une part des expériences de pouvoir rotatoire sur des transitions dipolaires magnétiques permises, - d’un d’autre part des expériences sur des transitions magnétiques dipolaires interdites en présence champ électrique. 1) Expériences Ces de expériences linéairement est pouvoir sont envoyé celle d’une transition rotatoire conceptuellement les plus simples : à travers la vapeur d’un atome manifestation de l’interaction faible 2014 angle que l’on de la vapeur est différent suivant que l’onde est un faisceau de lumière lourd, accordé à une polarisée fréquence proche de 1 permise. En l’absence d’un champ magnétique le plan de polarisation M tourne à la traversée de cette vapeur d’un socié à un pv 03A6 qui mesure. est la quantité violant la Ce pouvoir rotatoire, dû à polarisée circulairement droite i Im E . 1 pv Pour dichroïsme circulaire dû à l’interférence entre M 1 et 13 ou parité ce 2014 donc que l’indice gauche, mesurer le est as- pouvoir rotatoire qui voisinage au de la résonance varie en fonction de la persion on désaccorde le laser par rapport à la résonance. utiliser cela une l’angle transition vapeur sans 34 6p 3/2 S ~ 3 2D 6p 3/2 gêné du bismuth à 03BB= 876 nm, malgré une épaisseur optique expériences se sont révélées très expérimental. En particulier faut pousser la densité de vapeur d’homogénéité, de fond commencées très tôt, vers moléculaire, parité d’autres un l’angle mesuré forme de dis- du faisceau. Malgré sur la qu’une fraction n’était longueurs d’absorptions ! principale pour atteindre des niveaux élevées, ce qui résidant dans la discrimià des défauts d’angle ne va Ce n’est que récemment que ces pv 03A6 pas (inévitables) mesurables, il sans problèmes, expériences, pourtant concordants, reproductibles Le tableau I-1 résume la situation actuelle pour les deux atomes 14 une grand désaccord on peut l’absorption effets, associés ont véritablement abouti à des résultats selon expérience faite à Oxford [14] la difficulté des valeurs très etc... par à résonance de 10 difficiles, nation de l’effet réel de rotation violant la du montage être trop En choisissant pv reste extrêmement faible : dans la dernière 03A6 de microradian Ces optiquement épaisse fréquence étudiés, le plomb et et fiables. le bismuth. Tableau I-1 Résumé des résultats des expériences de le bismuth comparés à une estimation théorique. 15 pouvoir rotatoire sur le plomb et 2) Expériences sur des transitions très interdites Dès le début [11] l’idée d’utiliser faible et donc l’asymétrie faible. En fait la vapeur plus grande sur 1 M reste très Les avantages sont considérables : rapport aux pour le césium à favorable), on proposée prime abord une expériences de en un possibilité dipôle électrique induit où sont réels ce et 03B2 dipôle par et tenter dipôle de envisageable : est augmentant en une (ceci large mesure pour le 3 Z sur plus de pouvoir serait bien trop en appliquant à parité qui permise. l’asymétrie mesurable bismuth, on passe presque 10 fois moins le taux de bruit. De transition, plus nature on a ce qui accès de tensorielle variée. est de la forme : symétrie, c’est en temps qui conduit à introduire le facteur scalaires et tensorielles 03B1E et i03B2 possible, nettement facteur un rapport signal résulte de considérations de renversement du signal transition -7 p~ E / 1 v 10 M -6 à 10 10 , malgré -5 de contrôler dans le expérience transition Stark conservant la petit devant le dipôle d’une effet tout une est bien Mais la situation pratique. en qu’il champ électrique 1 laquelle M plus large choix de grandeurs physiques violant la parité, de En effet le 03B1 solution pouvoir rotatoire (de p~ E / 1 ind v quelques E s’offre la un est fort utile pour choisir les conditions de meilleur la sorte à et mise la transition 6S - 7S du césium M 1 est si faible bien que dominant nettement par croire de petit champ électrique d’induire un été a transition interdite n’est pas sur une d’un présence transition très interdite pour une simple qu’on pourrait le n’est pas aussi rotatoire bien en E peuvent l’une et l’autre donner 03C3 particulier la symétrie de i), les avec deux contributions i Im E 1 pv des termes d’interférences violant la parité différents. Comme de plus l’orientation de E par rapport à la direction du faisceau laser et à sa possibles d’expériences. soit avec 1 M différente et polarisation Mais les deux et donner lieu à des ne violant pas la est a priori quelconque, aboutira à de multiples parties du dipôle Stark peuvent aussi interférer soit grandeurs parité on mesurables qui bien que d’origine paramètres de l’expérience. entre elles fondamentalement sont de même nature tensorielle que l’effet de violation de la parité choisi, elles s’en distinguent par un comportement différent dans le basculement des schéma Elles conduisent à 16 un procédé de l’ensemble de calibration fort utile. Tout ceci Fig. I-1 : Schéma des niveaux de césium pour l’ancienne expérience de l’E.N.S. : les atomes 1/2 par un laser et détectés par la fluorescence sur la transition 1/2 vers 7S S 6 sont excités de 1/2 7S - 6P . 1/2 contribue à donner à ces Malgré la diversité - de la - on des crédibilité une reconnue. expériences possibles, elles se caractérisent par un schéma excite l’atome sur une transition interdite. C’est durant cette excitation commun : qu’a lieu la violation parité. L’état excité porte soit de - expériences sa population, une soit de marque de la violation de la ses parité, sous forme d’une altération chirale caractéristiques angulaires (orientation Cette marque est ensuite analysée en ou alignement). utilisant pour détecter les atomes excités une autre transition, permise, qui part du niveau excité. Ce schéma très années 1980 tant général est celui de le césium à l’E.N.S. sur plusieurs expériences qui ont abouti dans le début des [21] que dans le thallium à Berkeley [22][23]. expérience a été réalisée à Boulder sur le césium selon le me schéma général et en 1985 et 1988 les de faire une revue premiers résultats de ces différentes et améliorer leur expériences, nous principe de l’expérience faite à l’E.N.S. en à partir de celle-ci que s’est 1982-83 sur développé le travail dont 17 est précision [24][25]. Ce nous contenterons de la transition venue une confirmer, n’est pas ici le lieu présenter rapidement le 6S 1/2 - 7S cette thèse rend Plus tard du césium car c’est compte. Nous indiquerons par Fig. I-2 : Schéma de l’ancienne expérience de l’E.N.S. Q : lame quart d’onde miroir 2 1 : miroir du système sphérique ; M tournante 1.36 03BCm ; D : détecteur ; SM : à multipassage ; W : fenêtre d’entrée ; C : A : analyseur Polaroid ; F : filtre interférentiel à 03BB = compensateur de biréfringence. la suite Dans polarisé gation en diffère (cf. §I-4-3). l’expérience de l’E.N.S. [26] la vapeur était excitée de 6S 1/2 circulairement en cinétique des k sont photons est partiellement transféré aux respectivement l’hélicité et la direction du faisceau). et 03B1E-iIm 1/2 par un laser continu 7S dipôles induits, 03B1E et atomes excités certaine orientation dans la direction du faisceau laser donnée à (03BE et vers présence d’un champ électrique perpendiculaire à la direction de du faisceau. Par suite de l’interférence entre les deux moment une quoi l’expérience de Boulder en un facteur i03B2 propa- 03C3 qui acquièrent E, le ainsi angulaire près par Les termes d’interférences 03B1E - : 1 M 1 p E v sont quant à eux responsables de l’apparition d’une petite composante d’orientation perpendiculaire à k, comportant deux parties proportionnelles à : 18 (1) P , comme réflexion P est pseudo-vecteur alors un pv est que P un vrai vecteur, c’est-à-dire que dans d’espace l’orientation globale de l’état excité n’est pas simplement transformée en son image, pv étant évidemment la composante dont le comportement viole la P excité se analysée pour faisceau et à E, le taux de sur la transition polarisation mesuré pv peut être extraite de composante P de 03BE : signe 1 faisceau est dont on ce taux de la composante intéressante est la de P pv sont mises à est polarisation grâce fois (1) P basculement alternatif du un partie impaire en 03BE. De plus les propriétés (~100 fois) sur lui-même de pv La P + . à un façon de jeu de deux que la zone symétrie miroirs le d’interaction analyse la fluorescence soit éclairée par des faisceaux dirigés aussi bien selon -k que selon k. la contribution de (1) P est on pv peut extraire P en E et non comme annulée par le Cette expérience a la partie du encore un taux de une mesure très sûre de auraient pu mimer une Le résultat obtenu ainsi que ceux, I-4, où ils comparés à la théorie. ces détails, voir [26] et [27]. 19 Im E , 1 pv avec une violation de la multipliée par de la direction de impaire parité très bonne à plus récents, de Boulder 1 En réalité la modulation de03BE était plus complexe pour n’entrerons pas ici dans périodique est à la fois polarisation qui l’appareillage. sont renversement contraire au en E, 03BE, impaire multipassage. permis systématiques qui angulaire des photons 03BEk est conservé, fortement diminuée alors que celle de P pv est le nombre d’allers et retours. En ajoutant nous à profit dans l’utilisation d’un multipassage : grâce renvoyé de multiples à simplement proportionnel Comme dans une réflexion k est renversé tandis que le moment effets La détection de l’état parité. 7S 1/2 - 6P 1/2 (cf. fig. I-1) dont la polarisation déterminer l’orientation de 7S 1/2 (fig. I-2). Dans la direction normale fait par la fluorescence circulaire est au une aboutir à une meilleure cause sont réjection des de défauts dans regroupés tableau réjection des signaux parasites, 3) Détermination des constantes du Les expériences de physique atomique n’ont pas été les premières lation de la parité due de ce type d’électrons est en aux fait courants neutres dans l’interaction une expérience liquide. mesuré pour deux hélicités et l’étudier en opposées (+ et 2014), deutérium, on trouve on Pv [29] que A est couplage C 1 u 1978 Un faisceau [28]. un angle donné était l’asymétrie : et 1 d C des quarks qui composent fonction d’une certaine combinaison linéaire de Le modèle standard le noyau de 1 u C et 1 d C : prédit les valeurs de C et l’asymétrie expérimentale (~ 10 1 d ) est en accord avec cette prédiction dans les limites -4 (10% statistique, 10% systématique). 1 indépendamment du modèle standard. d C avons vu que la valeur de Im 1 pv mesurée par E la valeur de la W charge faible Q théorique une mesure reliant pv E 1 et du noyau On peut cependant chercher à déterminer Il est clair que l’expérience de SLAC telle détermination : seule la combinaison linéaire calcul en étaient diffusés par les noyaux alors former pouvait quantité de mouvement perdue par les électrons. des incertitudes et à SLAC fonction du taux de polarisation des électrons. On peut exprimer le résultat de la fonction des constantes de et énergie réalisée Le nombre d’électrons Y± diffusés dans mesure en où q est la de haute à montrer l’existence d’une vio- électron-noyau. La première expérience énergétiques (16 à 22 GeV) et polarisés longitudinalement d’une cible de deutérium 1 u C 1 d C couplage C 1et u ne permet pas particulière C 1 u - 1 2C 1 est déterminée. d une Mais 1 u C une nous expérience de physique atomique fait intervenir envisagé, une mesure de Im 1 pv sitôt qu’on dispose d’un E , W (c’est le Q cas bien de la combinaison linéaire : 20 sûr, comme nous le verrons plus loin), permet par exemple pour le césium Cette combinaison est 133 la combinaison linéaire mesurée est : ( Cs) 55 quasiment orthogonale 1 d C sans ambiguïté, compatibles avec le modèle standard. combinées permettent de déterminer obtenues sont d’ailleurs tout à fait à celle mesurée à SLAC et donc les deux 1 u C et ceci est illustré fig. expériences I-3. Les valeurs Fig. I-3 : Domaines du plan (C ) autorisés par l’expérience de SLAC d’une part et les 1 d ,C 1 u expériences de physique atomique sur le césium d’autre part. Le segment indique les valeurs obtenues dans le cadre du modèle standard en faisant varier 21 03B8 2 sin W de 0 à 1. 4) Extension du domaine de test de la théorie électrofaible L’une des forces de la théorie électrofaible standard est admises les masses des l’angle de 03B8 W théorie tous mélange ces en effet l’introduction que d’une seule nouvelle, par exemple la masse du Z° ou + et Wbien celle des W de matière elle électrofaible tel que choix sont équivalents, ne 03B8 2 sin W = 1 - /M W (M . 2 ) Z fonction de diverses constantes le couplage plus bas et la vectoriel des en fonction de u et d introduites mesure 203B8 sin . Si le W doivent de plus et de haut 203B8 sin . W par figure de W peut Q être atomique à la production du Z° largeur de 2 Le ce et on peut : le paramètre sur en les constantes , 2 cas précision atteint l’interprétation à l’ordre le plus bas à base elle montre d’ailleurs aussi que le q carré du transfert de quantité de mouvement , 2 de 10 ordres de près noter que la domaine est très niveau de exprimés énergie de 203B8 W expérimentales de sin vue comme une mesure I-4 montre que tel est bien le d’énergie couvert est énorme largement exemple assez s’expriment très simplement à l’ordre dans l’interaction élémentaire qui est le paramètre important, s’étend des aussi expressions alors quant à elle : pv Im 1 , E c’est-à-dire la bas de la plus faibles peuvent ainsi être modèle standard est correct les différentes déterminations coïncider, domaine F G ou encore 03B8 2 sin W : charge faible d’un noyau s’écrit La et connues comme 03B1 quarks A l’ordre le s’accorde à utiliser 03B8 W qui permet des on simples. Tous les résultats expérimentaux sur les interactions de économie de moyens : si l’on suppose nécessite particules constante fondamentale son grandeurs ! contribution des expériences de physique Peu de théories ont été testées expériences de physique atomique à la significative. par certaines de ces expériences nécessite maintenant de mais d’introduire les corrections radiatives électrofaibles 22 ne plus (cf. §I-3-3) se limiter à I-4 : Valeurs de W 03B8 données par diverses expériences dans des domaines d’énergie 2 sin très variés. q est la valeur typique du transfert de quantité de mouvement dans chaque Fig. expérience. 5) Complémentarité entre des informations venant de physique atomique et des hautes énergies Les deux figures précédentes montrent bien que loin d’être redondantes, les informations fournies par les qu’on expériences de violation de la parité dans extrait des seules ce que les énergies mises en jeu en physique atomique sont justement petites, cela est particulièrement évident 1 u C et 1 d C : complémentaires de celles expériences de hautes énergies. Ceci bien sûr est dû à de les atomes lourds sont nous avons vu que dans très sur la figure I-4 mais c’est vrai aussi pour la détermination un atome l’interaction faible subie par intervenir la charge faible totale des 2Z+N un électron faisait quarks u et des Z+2N quarks d, cela vient de ce que dans 23 un atome les quarks agissent cédée par les électrons que chaque de manière électron au de façon cohérente. Au contraire dans noyau était si interagissait incohérente, c’est ce qui celui-ci était brisé si bien grande que avec un seul est à et que les quark de mouvement est choisi entre 0.1 et 1 élastique GeV/c, Les meilleurs résultats atteints actuellement observé correspond [30] quasi-orthogonale. élastique d’électrons polarisés soit pas trop une doit considérer contributions de ceux-ci s’ajoutaient faible, le transfert qui conduit à de faibles asymétries ont l’énergie précision statistique de sur des quantité ). -7 -6 (10 - 10 encore faible : l’effet à 4 écarts standards. Les motivations des nouvelles restent attractives c’est complémentaires ce ne de SLAC qu’on d’une combinaison linéaire l’origine Le même type d’information serait accessible par diffusion noyaux. Mais pour que la section efficace l’expérience toujours de celles des expériences parce ont changé qu’elles apportent expériences de haute 24 énergie. mais si les sur expériences dans les atomes l’interaction faible des informations I-3 NOUVELLES MOTIVATIONS POUR DE NOUVELLES EXPERIENCES 1) Interrogations Malgré les sur succès le modèle standard remarquables de la théorie électrofaible et du modèle standard décrire correctement la structure de la matière et expérimentalement, raison assez schéma s’accorde à penser on évidente à cela est que la qu’il gravité n’est général, une autre raison non moins du modèle dont la valeur exemple les masses des numérique ne interactions ses s’agit pas encore pas encore d’une théorie incluse de convaincante est le doit y être nombre, injectée sans qu’elle ces constantes devraient être physique nouvelle doit donc presque certainement fines au général complète. encore sur se Une satisfaisante dans ce moins, de paramètres expliquée par L’idée à échelles testées celui-ci : par particules élémentaires de matière (le nombre de famille de quarks que la majeure partie, sinon la totalité de expériences plus façon 21 soit leptons, 3 savons-nous maintenant [31], est lui-même un mystère total). une plus petites aux en et de prévaut généralement prédites par la "vraie théorie", cacher derrière le modèle standard que des les interactions fondamentales et en particulier sur l’interaction faible permettront peut-être de découvrir. A l’intérieur même de la théorie électrofaible il reste et d’interrogations. expérimentalement. Les valeurs de certaines constantes de en couplage certain nombre d’incertitudes restent par exemple inconnues Deux particules, pourtant nécessaires à la cohérence de la théorie, n’ont pas été détectées : le boson de intéressant : encore un effet le groupe Higgs et le quark top. Le cas du quark top est toujours particulièrement SU(2) ~ U(1) sur lequel est bâti toute la théorie reflète des symétries 25 observées dans le comportement des sous particules matière, certains rapports des membres de "doublets paires à l’intérieur d’une même famille : top était absent du doublet (b,t), de manière très Nous allons voir qu’à un d’isospin ) (u, d), (v ,e e qu’un théorie électrofaible n’a toujours pas été jauge, prédits en ... reflète particulier SU(2) faible" S’il se test révélait finalement que le expérimental complet effectué, en par la spécifiques certain nombre de se par quark trouveraient de la structure de particulier les couplages jauge de la trilinéaires des bosons pas été testés. théorie, n’ont ces l’équivalence qui groupent les particules les fondements même de la théorie électrofaible sérieusement ébranlés. Enfin notons de de questions les expériences de physique atomique peuvent contribuer utilement à apporter des réponses. 2) Couplage axial-nucléonique, vectoriel-électronique Nous il couple se courant la à la jusqu’à présent considéré nucléonique. Le schéma inverse de courant seul schéma de couplage électronique autres combinaisons conservent la un un partie axiale (pseudo-vectorielle) du partie vectorielle du (les à avons et à la parité et couplage courant des quarks possible, est du Z° dans l’atome : celui où et à la où le Z° partie vectorielle du couple se partie pseudo-vectorielle du ne nous intéressent donc pas). au contraire à courant de Ce couplage quarks conduit potentiel effectif violant la parité différent de 1 p: V v où I est le spin convective et représente, du noyau. Dans cette magnétique comme expression du courant vectoriel 03C1 ( N r) dans 1 pv V p m et 1 2 e c e 03C3 p m c sont électronique, S (r), N respectivement les parties la densité de spin du noyau le fait que l’interaction faible est dans de contact, enfin A W le moment axial faible représente la contribution du un atome une interaction couplage axial du Z° aux quarks. Comme pv V V , 1 2 p vdonne lieu à un dipôle de transition entre états de même parité nominale, de 26 pv contient maintenant sorte que d Il trouve que le se terme ~ ne dépend sans aucun recours à des calculs de néanmoins de déterminations par aucunement de la structure physique atomique (il une combinaison linéaire des important de contribution autre que n’en est pas ainsi de ~’ donc être mais on prédit dispose plusieurs composantes hyperfines de qu’en contrepartie une que seul le ème 2 combinaison linéaire et fournit celle due à la transition (il contribue). Il pv terme dans d adéquate W Q élimine totalement la introduire d’incertitude sans d’origine expérimentale. 2 p V v n’a pour l’instant joué pratiquement aucun rôle dans les expériences c’est que caractéristiques de petite, bien plus petite i) sur asymétries telle dépendant du spin nucléaire En réalité si deux noter atomique et peut W peut être mesuré directement théoriques de ~’/~). En conséquence A comparaison des asymétries mesurées existe est trois termes : Le Z° se couple ce nouveau encore que axialement schéma de couplage contribuent à en une quantité très p: V 1 v aux quarks or il n’y a pas comme loi de conservation du pseudo-courant conduisant à l’équivalent d’une pour le courant charge contraire les couplages individuels des quarks s’ajoutent comme leurs spins. de axiales des protons et neutrons couplage faire on W peut écrire A 27 sous totale des vectoriel, de quarks. Au En terme des constantes la forme [32] : ii) Le Z° se couple vectoriellement est proportionnel à [9] : Or 2 03B8 sin W le modèle est très proche de 1/4 (~ 0.230), standard, les valeurs (compte tenu aux des corrections 2 p C de et 2 n C électrons, ce et le par le modèle standard couplage prédit terme est donc très inférieur à l’unité sont alors elles-mêmes très petites Dans (~0.08). [33] : radiatives). Finalement ceci donne lieu à une partie dépendant du spin nucléaire du dipôle de transition de l’ordre de et la précision de mesure requise pour être sensible à pv V 2 est d’au moins loin. Par ailleurs du fait que cette interaction est si réduite il faut dépendant Nous du est on en encore envisager d’autres effets possibles spin nucléaire. avons jusqu’à présent du noyau l’interaction faible considéré l’interaction faible entre électrons et noyaux, à l’intérieur aussi entre joue W- que de Z°. Cette interaction a été nucléons, envisagée effet de modifier la distribution du courant composante 0,1% , aussi bien d’ailleurs par très tôt (1957) électromagnétique par Zel’dovich dans le noyau anapolaire"du noyau : 28 [41], de W + et elle qui acquiert chirale j c’est-à-dire se comportant comme un pseudo-vecteur. (r), pv être caractérisée par le "moment échange a une pour petite Cette chiralité peut qui serait manifestement nul en l’absence de violation de la l’interaction, purement électromagnétique, l’atome se traduit par dont la forme est Dans un atome un identique et du moment avec de contact V an le courant proportionnel électromagnétique au moment [35] que des électrons de anapolaire du noyau et p: V 2 v à celle de (C 2 p eff) et anapolaire. 2 p V , v on est ainsi amené à définir des constantes de 2 n (eff) qui représentent les contributions combinées de C 2 n C , C 2 p an que|a |, V De même croît en première approximation (comme le carré du rayon du noyau), il domine assez nettement dans les ~ défini montrer donné V an n’est pas discernable de axial effectives couplage potentiel de j pv parité. On peut plus haut valant, compte tenu de atomes comme 2/3 Z lourds, le paramètre an plusieurs millièmes. Récemment C. Bouchiat V et C.A. Piketty [32] ont développé une méthode de calcul du moment anapolaire très puissante qui leur a permis en particulier de préciser la variation de (eff) en fonction du noyau étudié au-delà de 2 p C la loi grossière en , 2/3 ils ont ainsi montré qu’en exploitant de façon judicieuse des mesures de ~ Z faites sur la théorie plusieurs atomes de Z atomique), faible du proton . 2 p C on encore non différents (qui extrapolation à par Ainsi donc des dixièmes de pourcent moment pouvait assez mesures seulement fournissent Z = sans incertitude venant de 1 extraire la constante de de violation de la permettraient de (eff) 2 p C prouver parité d’une couplage axial précision de quelques expérimentalement l’existence du anapolaire mais elles pourraient même contribuer à déterminer la valeur de C 2 qui n’est pas p accessible expérimentalement. 3 En toute rigueur la fonction S an et pour 2 (r) n’est pas tout à fait la même pour V N pvmais les effets dûs à cette V différence sont de l’ordre de 1 à 5% . 29 3) Corrections radiatives Jusqu’à présent seul Z° entre un nous avons décrit l’interaction faible dans l’atome électron et le noyau, c’est une description Au second ordre de nombreux autres processus sont diagrammes correspondant à quelques-uns d’entre La théorie électrofaible étant renormalisable lectivement à des corrections finies de par analogie avec Fig. I-5 : radiatives : Quelques exemples de due à l’échange sur la fig. I-5 sont représentés les eux. ces diagrammes à du second ordre contribuent col- Qw appelées "corrections radiatives" Q.E.D. diagrammes d’un premier ordre de l’interaction faible. possibles, quelques pourcents les corrections radiatives de au comme du second ordre contribuant a) un diagramme de polarisation du vide : X est n’importe quelle particule exemple le quark top ; b) deux diagrammes dits de "correction de vertex". 30 aux de corrections matière, par une fait calculer que des corrections On ne des grandeurs physiques impliquées peut les corrections en aux autres possibles de référence ne dans la théorie, la masse du Z° grandeurs en fonction plus équivalents sont relatives, c’est-à-dire qu’il faut supposer de cette particulier s’appelle choisir un schéma de renormalisation [36]; malisable le résultat pas si la ou tel numérique final grandeur référence était schéma, les corrections tester différents pour calculer premier ordre. Faire au bien sûr pas du schéma choisi mesurée récemment moins il n’en suivant qu’on des résultats de différentes comparaison aura LEP au Z [37] : M figure I-5a, dans les corrections à W qui Q très Z qui M dits de sont dans . 2 GeV/c 91.17 ± 0.12 = sert de référence. Il "polarisation par la Il est donc naturel de choisir se trouve indépendantes entre eux avec à tester la structure de possible d’utiliser jauge comme mesure qu’alors de la les quadratiquement qu’une masse mesure de chargés d’autre part W dépendent fortement Q avec une avec W Q avec une masse du top : la valeur actuelle couplages au du quark top, apparaissent sont prescrits mesure LEP peut dont contribuer [38]. avec des processus de est neutrino-hadrons, jusqu’en la meilleure précision. de 1% W Q = -71.76 ± ou 1.79 31 Dans ce cas polarisation du vide. La contribution assez importante : la correction croît plusieurs pourcents (cf. Tableau I-2). On précision diagrammes modèle standard. Une dans les diffusions paire de quarks top - antitop t et atteint m un référence le rapport R v entre les amplitudes à courants rapport était la grandeur électrofaible mesurée diagramme Ces de la théorie électrofaible Août 1989 du au Z précise de M part, là les corrections à et à courants la neutres d’une ce (fig. I-6). symétrie de jauge particulière suffisamment précise de Q , combinée W significativement jauge Z°, du vide" n’interviennent pour ainsi dire pas conditions ces trilinéaires" des bosons de spécifique Il est aussi ainsi à est la masse du inconnue jusqu’à présent. Au contraire ces corrections font intervenir des diagrammes où façon choisi tel expériences conduira grandeur électrofaible la mieux connue expérimentalement du genre de celui de la de dépendrait , feront intervenir des diagrammes W grandeur donnée, telle que Q schéma de renormalisation où c’est "couplages choix aspects de la théorie. Actuellement la des un puisque la théorie est renor- (du incertitude). Cependant connue sans à une du second ordre différents. La dépend ne exemple, de référence. Les différents choix grandeur ils l’étaient comme par connue voit tout de suite mieux met des contraintes très fortes (voir plus loin) donne : sur la Fig. la valeur avec I-6 : th (m Q W t Couplages trilinéaires des bosons de jauge de la théorie électrofaible. = 42 5 GeV/c étant choisie ici arbitrairement ) le Tableau I-2 impose déjà que : la comparaison de M Z et R v aussi donne une borne de m t : 32 comme origine. La comparaison ème ordre à Q Tableau I-2 Variation de la correction radiative du 2 W en fonction de la masse du top. La valeur pour m t = 45 GeV/c 2 a été prise arbitrairement pour origine. Le schéma de renormalisation correspond à prendre R v comme grandeur de référence. 33 Chapitre I-4 LES NOUVELLES EXPERIENCES Bien que de nombreux types d’expériences nouvelles puissent à indiquer deux directions d’évolution gamme standard 1) qui semble le mieux niveau de au ses envisagés, ce qui précède tend plus particulièrement intéressantes plus large d’atomes mesurés et d’autre part dans l’atome être : aller d’une part arriver à des déterminations très s’y prêter, le césium, dans le but de réaliser un vers une W précises de Q test du modèle corrections du second ordre. Etendre la gamme d’atomes mesurés L’intérêt serait méthode proposée peut ainsi motiver transition principalement par Bouchiat et un renouveau 3/2 6P 1/2 - 6P que des expériences portant sur une détermination le rapport des sur des expériences le thallium amplitudes 1 pv E très précises (une précision contrepartie que de expérimentale de C 2 p Piketty. L’espoir d’arriver dans l’avenir de pouvoir rotatoire à 03BB= 1.23 03BCm du thallium où la valeur de Stark nous d’ouvrir la voie à quelques [41]. Bien sûr il sera 35 le bismuth [39] à terme nécessaire que les dixièmes de pourcents semble 2 p C à cette détermination ne et sur la pv serait assez grande [40], ainsi E 1 relatives à des composantes avions noté que la détermination de sur par la mesures hyperfines différentes un soient minimum), rappelons en serait pas entachée d’incertitude provenant de la théorie atomique. Le est un des terres cas dont l’intérêt rares peu différent. Dans potentiel atomes une ces aussi été a souligné depuis quelques temps [42] quasi-dégénérescence de niveaux de parité opposée laisse espérer que le mélange de parité dû à la partie pseudo-scalaire d’origine électrofaible du potentiel sera très efficace, conduisant à [43], récemment abandonné grande une le cas du calcul de un pour être exploitable, même atome dont la pv E 1 la précision 2) est précises L’intérêt spécial simplicité en que parlé plus est de la précise isotopes différents du forme : 203B8 précise de sin , indépendamment de W tout calcul un césium pour étudier les effets seul électron périphérique hyperfines W (ainsi Q de avec un c0153ur de l’interaction faible relativement peu polarisable pv Des mesures très précises de cette amplitude E . 1 ont donc bien sûr que atomiques un sens de ~ et ~’) puisqu’elles peuvent et ainsi permettre les être traduites tests dont avec nous avons haut. Le calcul de ordre des de comparer pour deux suffisamment [45]. présente le d’atome à terme de W Q qu’on puisse dans le césium les diverses composantes fiabilité vraiment extraordinaire dépendance isotopique faisant intervenir la structure du noyau limite qui permet des calculs d’une grande précision sur W Q détermination très de cette méthode Mesures sa une dégénérescence détermination de une s’agit à une Ces atomes sont trop compliqués pour précision permette l’asymétrie qui, proportionnelle Malheureusement la atomique. [44]. l’idée est différente : il dans le but d’en extraire où dysprosium existe est actuellement à l’étude à Berkeley espérer 1 p E . v Le samarium a par exemple été envisagé mais valeur de pv E 1 d’une manière directe ou indirecte perturbations suivante : 36 se ramène à celui de l’expression du premier La difficulté, considérable, tient à ce que dans un fonctions d’onde sont modifiées par des effets à ont été - - considérées pour attaquer des calculs une ce atome lourd N-corps. comme le césium les Deux méthodes problème en tenant compte de ces énergies et les complètement différentes effets : ab-initio, méthode "semi-empirique". des mépven par E 1 bas à Tableau I-3 Comparaison des prévisions théoriques obtenues pour thodes complètement différentes: en haut à partir de calculs semi-empiriques, des premiers principes. La méthode d’Oxford [47] semi-empirique développée à l’E.N.S. [46] consiste à essayer de relier expérimentalement et qui pv E 1 connues fassent aussi intervenir les valeurs des mêmes fonctions d’onde à l’origine le rayonnement. De cette effets à N-corps sur et récemment améliorée par le groupe soient pv et à d’une part, pour évaluer l’effet de V avec à autant de partir longue grandeurs que possible qui distance d’autre part, pour évaluer l’interaction façon il est possible de diminuer très significativement l’influence des la précision des calculs. Celle-ci est actuellement limitée par l’incertitude 37 sur les valeurs expérimentales 2% mais sera des forces d’oscillateurs automatiquement améliorée dès lors Les calculs ab-initio sont pour l’instant les isant différentes à Notre-Dame stratégies des calculs intensifs et ont demandé le ces forces d’oscillateurs seront mieux Novosibirsk d’un très grand développement Le Tableau I-3 regroupe l’ensemble des d’approche que de connues. plus précis (~1% [38]). Ces calculs développés en util- [38,48], super-ordinateurs sur perturbations à N-corps deux types incorporées dans les calculs [47], elle est de l’ordre [49] et Göteborg [50], nombre de de de la théorie des diagrammes pour les techniques spéciales résultats, l’accord entre nécessitent tous sommer. les résultats obtenus par les bien que celles-ci soient très différentes mérite tout particulièrement d’être noté. Remarquons que dans tous les résultats expérimentaux concernent nations faites de manière bon accord. Comme expérimental sur le cas en il faut aussi calculer la fait le rapport semi-empirique d’une part indiqué plus haut la a champs électrique été construite visant à la et Zeeman la section efficace d’absorption (en moyenne nul) E et B sont tous les deux dépasser en précision. terme proposée nécessite plus et efficacité de détection [52] de soumettre le césium à contient un terme alors pour chacune des composantes pseudo-scalaire, différent à la direction du faisceau d’excitation perpendiculaires de la est suffisant pour pour chaque qui dépend de la configuration précisément choisie. Ici les champs pseudo-scalaire l’analyse à l’E.N.S. 1/2 6S - 7S , 1/2 est alors proportionnel L’asymétrie affecte la population créée dans 7S et donc le ne les pv Im / 1 03B2. E Là encore les résultats de détermi[51] et ab-initio d’autre part [38] sont en très magnétique perpendiculaires. Si le champ magnétique résoudre la structure Zeeman de la transition circulairement, le car possibilité de calculs précis justifie la poursuite du travail Cette expérience reprend l’idée initialement composante vectorielle 03B2 césium, c’est ainsi qu’à Boulder une expérience complètement différente de celle de 1982-83 à l’E.N.S. deux polarisabilité polarisation qui est polarisé à: taux de fluorescence réémise. Sa détection de la lumière de fluorescence d’où la possibilité d’une accrue. De manière à permettre l’usage d’un champ magnétique faible l’expérience a été conduite sur un jet atomique réduisant ainsi l’effet Doppler [53]. Ceci peut paraître dangereux 38 pour la grandeur du Fig. I-7 : Schéma de l’expérience de Boulder sur un jet de césium. M est un miroir cylindrique, D une photodiode allongée, les électrodes du condensateur sont transparentes à 03BB 894 nm. M 1 et M 2 sont les deux miroirs de la cavité Fabry-Perot. Le petit schéma à droite précise la géométrie : E et H sont les champs électrique et magnétique transverses,03BE la polarisation circulaire du faisceau excitateur. = signal, un jet étant nécessairement qu’une composante Zeeman fait la réduction de la compense que très à la fois diminue largeur Doppler qui partiellement bénéficier d’un renforcement du placé beaucoup moins dense qu’une vapeur, cette le signal d’un facteur plus que n’exciter 1/2(2J + 1) = 1/16. En contribue à augmenter la section efficace moyenne perte. Mais cette expérience signal par entre les miroirs d’une cavité encore d’autant comme ne celle de l’E.N.S. peut aller et retour du faisceau d’excitation. Aussi le jet est-il Fabry-Perot accordée sur la L’intensité lumineuse d’excitation est ainsi considérablement augmentée 39 d’onde du laser longueur (fig. I-7). (par un facteur ~1600) ce à qui contribue une meilleure l’avantage essentiel détection est bon rendement global une par Mais l’absence précision statistique. photodiode de Boulder est à jour celle qui ce L’ensemble des résultats expérimentaux (~2,5%). global théorie-expérience est excellent (~2%) des en en améliorant la a sur pseudo-scalaire de 03BE, publié en E à la avec un regroupé très bon accord est une changeant en plus précis [24,25] les résultats les jusqu’à présent précision. Ceci obtenu est B. ou le césium est confirme et voit aussi que les derniers résultats de Boulder sont obtenues à l’E.N.S. tout polarisation sensible à la lumière de fluorescence 6P - 6S émise par la chiralité du montage par renversement L’expérience de de la méthode : elle permet de détecter les atomes excités cascade lors de la désexcitation des atomes 7S. Le terme périodiquement d’analyse avec Tableau I-4 : l’accord le modèle standard. On les valeurs antérieurement bonne indication de la fiabilité expériences Stark : pendant longtemps il n’en a pas été de même pour les expériences de pouvoir rotatoire. de Boulder est actuellement L’expérience Fabry-Perot De plus a il est été mise en envisagé permettrait de regagner elle-même en cours Le choix des mesures jouer précis un qui a aussi rôle et d’autre en optiquement été fait dans notre part que possible au le jet atomique vers un une nouvelle cavité un facteur 14000 ! par état de m F donné, à l’E.N.S. consiste aussi à car nous pensons que électrofaible, grâce progrès technologiques qui substantielle de la sensibilité de ceci est détriment de la densité d’atomes dans le jet. équipe tests de la théorie aux perfectionnement : partie le facteur 1/16 cité plus haut, enfin la méthode de détection d’amélioration mais comme de place permettant d’amplifier l’intensité lumineuse de pomper précises en cours l’expérience. 40 nous ce entreprendre sont celles qui d’une part à la sur sont les plus aptes disponibilité permettent d’envisager une le césium à de calculs amélioration Tableau I-4 Comparaison des valeurs expérimentales de 1 pv du césium fournies par E expériences de l’E.N.S. et de Boulder. La moyenne des prédictions théoriques (cf. Tableau I-3) est donnée pour comparaison. les 41 Chapitre I-5 NOTRE STRATEGIE Le principe que celui mis en 0153uvre nous avons ressources de est radicalement différent de expérience à Boulder. Il diffère aussi notablement de la les nouvelle retenu pour notre première expérience l’optique non-linéaire. faite à l’E.N.S. Ainsi c’est maintenant qui excite la transition interdite 6S 1/2 - 1/2 7S en laser un en cherchant à pulsé et induite des atomes excités nettement l’efficacité de l’idée de mais en chirale mesurer un 1/2 7S détection, désormais sur la réjection plus effet de violation de la polarisation recours à un 1/2 7S - 6P 3/2 ce principe une parité qui alignement du faisceau sonde transition sonde des densités implique le un efficace du fond que si Il faut noter que active : nous ce au ce optiques excitation au soit une lieu d’être détections une une 43 conservé de l’état excité orientation : il agit de manière nous condition que l’on obtenons ainsi puisse réaliser (cf. §II-1). pour exciter dans l’état 7S d’une vapeur atomique relativement dense. avons une population. qu’à la mais pour la même raison cela exclut aussi l’usage d’un jet Nous asymétrie angulaire moins de l’ordre de l’unité pulsée Mais la différence qui permet d’augmenter très qui permet de le distinguer, n’est intéressant continu deuxième laser excite l’émission détection, presque tous les atomes participant au signal. l’occurence celle-ci devient sur la transition plus présence d’un champ électrique, qui n’est plus perpendiculaire mais parallèle au faisceau laser (il n’y a pas de champ magnétique). essentielle tient à la méthode de non exploiter un grand En sur pratique nombre la ceci d’atomes, atomique et implique au contraire l’emploi Ce choix, certaines malgré analogies de principe l’expérience initiale, implique à l’évidence avec bouleversements, entre autres technologiques, considérables. Plutôt des zéro l’expérience complète sous la forme qu’aurait suggéré le schéma de principe, nous étapes dans progresser par proche de celle la de complexité à l’ancien correspondant l’expérience en montage. C’est partir de que de construire à préféré avons partant d’une situation relativement cette progression graduelle que relate la partie II de cette thèse, la partie III étant consacrée à une description assez détaillée de l’appareillage dont le expérimental Le développement principe de l’expérience dévolue la partie II-2 est a demandé exposé est voulu nous avons dans la Nous avons "de fluorescence inhibée" rôle des atomes L’objet pulsée et de piégés de la d’une à cette occasion qui nous a parité) : son mise utiliser que de mesurer partie II-4 enfin correspond à la qu’encore imparfait avons 3/2 1/2 7S - 6P laquelle un à fournir des champ signaux de mettre en évidence l’effet des collisions Cs 2014 Cs et le en . 3/2 6P place, en champ transverse le taux de polarisation à excitation toujours, d’une chaque impulsion de signaux s’est révélée de évidente. La bien la transition continus et à développé une méthode de spectroscopie que nous appelons permis est la mise première étape une détection, encore assez fruste mais spécialement adaptée à cette situation, polarisation. L’importance façon sur dans le niveau de résonance partie II-3 II-1. Dans partie établir, en n’utilisant que des lasers transverse, l’aptitude de l’émission induite exploitables. travail important. un nous champ offrait la étude à l’aide de la chaîne de au quand ce mise point conduit en espérions au début de ce précision nettement d’un possibilité de mesure à la conclusion que mis nous aurons en 0153uvre très champ électrique longitudinal pulsé : mesurer un alignement (qui précise d’impulsions lumineuses l’alignement violant la place la cellule définitive donnera très projet permettra une et accrue. 44 conserve mesure parité que nous nous voulons les signaux probablement de violation de la que la parité avec une PARTIE II PRINCIPALES ETAPES DE LA PROGRESSION DE L’EXPERIENCE 45 Chapitre II-1 PRINCIPE DE L’EXPERIENCE Position du problème 1) Notre but est de responsable parvenir à gagner de la violation de la la détermination de la charge sans de la sur la mesure de et d’atteindre si l’amplitude 1 pv E possible 1% principale limitation rencontrée sur lors de la toute parité réalisée dans le césium à l’E.N.S. [21] a été l’insuffisance cette insuffisance contrepartie d’un certain nombre justification grandeur parité dans l’atome de césium précision statistique. Cependant même la ordre de faible nucléaire. La première expérience de violation de la un de peut apparaître comme la conséquence qualités auxquelles il ne s’agit pas a priori de et renoncer motivée : i) Il ne s’agit pas de perdre l’avantage essentiel que représente le choix d’une transition interdite. Ce qui caractérise ce type de transition c’est, toutes proportions gardées, une asymétrie relativement -5 grande (~ 10 l’interaction la mesure alors que l’interaction faible dans l’atome de Cs est ~ 10 fois 11 électromagnétique). a une cachée par les Insistons sur ce point qui à notre avis est très plus faible que important : même si précision statistique suffisante, si l’asymétrie est trop faible, elle sera inévitablement asymétries parasites dues l’obtention d’une sensibilité accrue aura défauts du montage et tout le travail nécessaire à aux été fait en pure perte. ii) L’état excité de la transition interdite était, lors de cette première expérience parité, détecté par une avec méthode extrêmement sélective fondée sur la détection directe de la fluorescence 7S - 6P 1/2 analyse de la polarisation. Cette méthode avait permis fond mais au prix malheureusement d’une perte considérable 47 une sur réjection totale de tout bruit de l’efficacité de la détection : dans la de la mesure participait au polarisation signal. de la lumière de atome excité : est-il sur 2000 environ statistique médiocre. possible de rendre la détection des atomes 7S beaucoup plus efficace tout en conservant le caractère très spécifique de la détection ? Afin de préserver A cet un De là résultait le faible flux de fluorescence et la précision On est naturellement conduit à s’interroger excités fluorescence, seul ce caractère important nous voulons par . 2 exemple éviter qu’interviennent les dimères Cs égard la méthode de fluorescence par échelon utilisée à Boulder [24] où c’est la deuxième étape de la cascade radiative du niveau paraît peut-être acceptable 7S, la sur un photons d’excitation accordés sur Fig. sur 6S, qui jet d’atomes mais à rejeter est en utilisée pour la détection phase la transition 6S - 7S les dimères Cs 2 atomes formés étant excité dans 6P et contribue pas à la fluorescence transition 6P 2014 vapeur : se dissocient, pouvant contribuer de façon parasite au la transition 7S - 6P. II-1 : Niveaux du césium et transitions mis 48 en sous jeu dans notre expérience. signal nous l’action des l’un des deux alors qu’il ne 2) Exploitation de l’émission induite La méthode que l’émission laser par spontanée 539.4 décidé d’utiliser part d’une idée de l’état 7S mais l’émission induite Les atomes de (fig. II-1). un nous avons césium, premier laser (que dans la nm), d’onde 1.47 avec une sont forcés par ) 4 03BCm même un à émettre (accordé laser vert à sur cause la transition transition, dans même une 1/2 6S de sa longueur (celle faisceau l’état vers 1/2 7S - 6P 3/2 même direction un 1/2 7S d’onde : de longueur du laser), et Si l’intensité du laser sonde est suffisante pour saturer la transition, polarisation. plus probable que l’émission spontanée on peut espérer c’est-à-dire pour que l’émission stimulée soit détecter appellerons nous deuxième laser sur une la transition 7S - 6P par fois excités de l’état fondamental une suite sur simple : il s’agit d’exploiter non plus pratiquement tous les atomes excités par l’intermédiaire de l’amplification du faisceau sonde qui résulte de cette émission induite. Evidemment pour que la zone que les deux faisceaux laser soient d’interaction ne soit pas ridiculement petite il faut absolument colinéaires, la géometrie sera donc différente de celle de l’expérience qui utilisait la fluorescence. Comme la transition de 6S méthode de détection associé à un peu parité : une conserve un que c’est et au cours se dont manifeste par polarisation du faisceau laser qui l’origine est une anisotropie angulaire : En en effet il faudra rechercher rapidement (nous se brise la exploitant cela consiste à la orientation la dépendance d’un tel laser du (cf.§ III-2) gain on y reviendrons d’origine purement des probabilités de transition 6S - 7S sa En particulier marque dans l’état excité sous cette de la vapeur excitée vis-à-vis de la la forme anisotropie : polarisation mais pas d’un laser permettant d’utiliser la transition 7S - 49 cette alignement. peut très bien être sensible à 1.36 03BCm. signal manifeste la violation de la symétrie par réflexion d’espace. ou un polarisation de la sonde mesurer 4 Nous disposons une un à rechercher dans l’interaction faible entre dépendance asymétrie dans les probabilités d’excitation peut laisser d’une spécifique du processus d’excitation que l’amplitude 1 pv E , les électrons et le noyau, la caractère véritablement interférence "électrofaible" entre une amplitude de transition "Stark" électromagnétique sur 7S peut être aidée par les collisions Cs 2014 Cs, pour que cette anisotropie angulaire de l’état 7S. Rappelons plus loin) une vers du 1/2 6P à laser sonde. Comme les deux lasers sont colinéaires transition 7S - 6P soit résolue fluorescence), on a alors le quand utilise l’émission induite l’avantage à la détection sur un pour que l’asymétrie l’épaisseur optique soit assez grande est donc très faible, il a faisceau transmis le fallu choisir ceci interdisait transmis. Dans la méthode utilisant l’émission induite sur une sur transition par une (ce qui ou bien hyperfine de la n’était pas le son cas avec façon: épaisseur optique. Or en au transition très interdite pour de détecter l’effet qu’on fait la alignement. signal qu’on mesure est une d’essayer ce que la structure cette méthode d’une autre présente que toujours le produit d’une asymétrie (violant la parité) tive ce choix entre détecter l’orientation de 7S Il est intéressant de considérer Lorsqu’on a recours on s’attend à on sur défini- départ, laquelle le faisceau consiste finalement à transférer permise, et pour laquelle l’épaisseur optique peut être grande, l’asymétrie produite la transition interdite de telle sorte que le signal, asymétrie épaisseur optique, est nettement . 5 augmenté Une autre caractéristique utilisait pour l’excitation un très nouvelle de cette laser pulsé. En effet expérience si l’on utilise inhérente à un laser son principe de l’ordre de 10 -3 (cf. § II-2) et l’asymétrie, qui ne joue l’émission serait alors diluée d’un facteur mille et deviendrait par difficile à gains induite, mesurer. Au contraire si l’excitation est de l’ordre de l’unité 3) Description de Dans l’ancienne était appliqué 5 On bismuth même expérience, conséquent plus que rajoutée par extrêmement pulsée il est possible (cf. § II-3, II-4) d’obtenir des plus grands, il n’y a plus un champ électrique à la vapeur de césium cette alors à craindre d’effet de dilution. l’asymétrie relative [21]. transverse (perpendiculaire au faisceau laser) Les avantages que l’on peut tirer de l’utilisation d’un façon les difficultés rencontrées ailleurs la transition utilisée est mais c’est alors la fraction du faisceau au l’expérience idéale peut comprendre de [15] : ou sur qu’on continu, l’amplification du faisceau sonde par émission induite que l’on pourrait raisonnablement escompter ne serait que est dipolaire magnétique permise, à cette même transition 50 qui ce est très pour mesurer un pouvoir rotatoire dans le qui favorise des épaisseurs optiques grandes, petite. champ électrique régler avaient été clairement mis une très grande souplesse l’optimisation du rapport signal enrichit parité. particulier dans rejeter les La son effets clair dès l’abord un en époque : sur bruit D’autre part [26]. un l’application serait sans ces nouveaux critère de sélection du systématiques [26]. Compte qu’il possibilité la valeur du de champ dans la recherche des meilleures conditions de fonctionnement dépendance caractéristique de signe, fournit d’une part la changeant simplement beaucoup le domaine d’effets physiques exploitables, il apparaît violant la de lumière à cette presque à volonté le nombre d’atomes excités apporte et en doute judicieux d’un champ électrique ainsi de nouvelles effets dans le grandeurs champ électrique, en signal utile qui permet très efficacement tenu des remarques faites plus haut il était donc de continuer dans la nouvelle expérience à utiliser champ électrique. Fig. II-2 : Schéma de la configuration expérimentale retenue : le faisceau excitateur et le faisceau sonde sont colinéaires et superposés, un champ électrique longitudinal E est appliqué à la vapeur. MD 1 et MD 2 : miroirs dichroïques. Dans les conditions de l’ancienne la grandeur qui violait la parité était et à la direction du faisceau laser. expérience, champ E transverse, laser polarisé circulairement, une Cette orientation P pv géométrie 51 orthogonale à la fois est très bien adaptée au champ électrique à la détection par fluo- rescence mais elle convient mal à la détection dans l’axe du faisceau laser par émission induite. La configuration que laser, faisceau sonde deux faisceaux polarisés linéairement et le (fig. II-2). sur La notion de matrice de gain sur préciser nouvelle est tout à fait différente : les expérience d’excitation, qui E est sont longitudinal, parité qui apparaît effet tout à fait un Nous allons maintenant les faisceau et champ électrique violant la grandeur le faisceau sonde Les calculs choisie pour notre nous avons parallèles (de c’est-à-dire direction parallèle dans l’état 7S est alors un aux k) sont faisceaux alignement qui a exploitable. les effets physiques mis en jeu et introduire en particulier la laquelle nous nous appuyerons pour discuter des asymétries mesurables. détaillés, assez encombrants, sont regroupés dans un complément (II-A), seuls les résultats plus significatifs a)Excitation 6S sont repris ici. - 7S i) Amplitudes de transition On peut montrer [11] et matrice effective de transition 6S - 7S que l’action du faisceau excitateur la transition 6S - 7S peut être représentée par une sur les atomes lorsqu’il est matrice effective de transition accordé agissant sur sur le spin électronique : avec 1 (ce est le vecteur polarisation complexe du faisceau n’est pas le vecteur "champ Stark", 03C3 d’onde). E est le est l’habituel opérateur vert et k, le vecteur unitaire dans champ électrique statique, de Pauli du spin 52 que électronique. nous sa direction appellerons souvent Dans cette expression, de mélange d’un l’apparition et 03B2 sont les scalaires et vectorielles pour la transition polarisabilités -9.9±0.1. Ces 03B1/03B2 a été mesuré précisément [54][55][56] : 03B1/03B2 = 6S - 7S. Le rapport traduisent le 03B1 parité induit dans 7S dipôle électrique champ statique E par effet Stark 1 (M dipolaire magnétique M /03B2 1 -30 = entraîne qui l’expression de b V/cm [53][57]) dont de transition induit. Le deuxième terme dans de transition représente l’amplitude par le polarisabilités 1S /2 est le reflet d’effets relativistes très faibles. Enfin le dernier terme qui est de loin le plus faible pv (Im / 1 03B2 E = -1.6 mV/cm [11][25]) représente le dipôle électrique l’existence entre deux niveaux violant la parité dû quantité que nous aux interactions faibles. Comme cherchons à nous l’avons précision mesurer avec une expliqué dans la partie I c’est cette accrue. ii) Matrice densité de 7S, orientation, alignements Dans notre donc) 1 et comment et sous sa est réel : le laser est parallèle à 1 Nous expérience ne à et k,, (alors E forme idéale, E l’alignement de la sans nous polarisation du laser préoccuper sont parallèles (le La matrice de transition E). calculerons pas ici la matrice densité dépendent 1 linéairement. Choisissons des polarisé = et de leur complète, et de la se simplifie en après excitation résonnante où P F est le projecteur sur sur dans les cas 0394F = ±1 On trouve alors tensité laser, etc... et tels que soit l’orientation en fréquence. La partie premier ordre des pertur- composante i ~ F F de la transition 6S - 7S : supérieurs. envisagées que dans le cas disparaît nettement : le sous-espace F. La transition est tellement interdite ument pas lieu de considérer les ordres les expressions la ,, dans population, vitesse et au a contenterons de chercher nous nous intéressante de la matrice densité restreinte de l’état 7S, F s’écrit alors bations axes valeur de E la dépendance terme F = Dans la suite nous ne qu’il n’y donnerons F on obtient des expressions , i a absol- explicitement tout à fait équivalentes (cf. II-A). qu’à un en coefficient négligeant multiplicatif près faisant intervenir la les termes en (Im E , 2 ) 1 pv 53 section 7F est donnée par : 03C1 efficace, l’in- On voit tout de suite que 03C1 7F n’est pas isotrope : le premier terme selon la direction l’appellerons , dont la contribution est pour cette raison proportionnelle il "alignement Stark", ne à E 2 03B2 provient représente dès que que un alignement E ~ 30 V/cm, d’amplitudes nous de transition d’origine purement électromagnétique et conserve donc la symétrie de la configuration expérimentale. Le deuxième terme par contre direction de la "alignement polarisation représente un alignement dont les du laser excitateur : il viole par électrofaible" résultant de l’interférence entre axes conséquent sont la orientés à 45° de la parité. Il s’agit l’amplitude Stark y i 03B2 E03C3 faible i Im x p E 0 1 . 3C3 v Le troisième terme enfin traduit l’existence d’une orientation à-dire à la direction de propagation l’amplitude faible elle de l’interférence entre Pour préciser l’alignement ce que La est une nous venons et l’orientation. La où g F et F sont reliés au spin nucléaire que nous et qui viole donc I = aussi la on c’est- à peut calculer explicitement la population, simplement la trace de 7/2 par : attendions de parallèle à , parité, elle résulte quant est tout E de cette l’amplitude l’amplitude magnétique y 03C3 1 M . d’indiquer, population dépendance quadratique en caractéristique du faisceau et et là d’un population, quasiment 7F 03C1 : exacte dès que E > 30 l’application d’un champ Stark 54 et qui sera V/cm exploitée très systématiquement dans la recherche des conditions opératoires optimales. Notons qu’au premier ordre en pv Im 1 E il n’y a ici aucun effet quant à l’alignement électrofaible, on deuxième bissectrice de Contrairement à en le calcule en projetant l’alignement Stark, l’alignement on inverse le d’extraire appréciable quand il s’agira sont pas ne expérimental, ils nous verrons sa du sens ceux sont plus loin posante hyperfine de au l’alignement Stark, ils que c’est là la sur laquelle -2.7 sur ne dépend parité les façon la plus = Enfin l’orientation de axes plans obtenue sur 03B8 0 pv 1 kV/cm, 03B8 0 pv 7S, F qui champ électrique propres de grandeur l’exemple absolue de signe pour E de = l’alignement l’angle 03B8 0 pv = 0 change pv 03B8 /03B2 1 M = 30 de la n’en est la valeur moyenne du moment avec le V/cm, cinétique com- dépend 0 reste vraie pour sens de E. il vaut alors déjà près de vingt fois plus faible : 03B8 0 pv = -1.6 55 critère un l’alignement l’alignement dépend d’une transition 0394F le et de symétrie du montage constructive de considérer l’effet de est maximum est du angle très petit 03B8 0 pv : été faite l’excitation, mais que par contre que orientés selon les signal expérimental. sont pas dans les l’alignement électrofaible, l’expression (II-9) rd ; pour E -5 10 a (II-9) ±1. Comme celui de On voit de 7S. et axes contraire tournés par rapport à ceux-ci d’un aucunement ; l’expression = les population champ, ceci fournira d’ailleurs contribution du électrofaible. On vérifie aisément alors que la 0394F sur électrofaible Du fait de l’existence de cette composante violant la total la (, ) : particulier son signe change quand fort sur Stark est : L’alignement première et de l’interaction faible F vaut : rd. -6 10 Fig. II 3 : Axes propres de l’alignement total des atomes excités : ils plans de symétrie du montage, ils font avec ceux-ci un petit angle 03B8 . 0 pv elle est bien dirigée selon l’axe du faisceau laser. Comme de E de le fait qu’elle dépend qu’elle diminue très vite la suite surtout à Finalement, quand peu le verrons au exploitable, qu’en particulier E augmente, nous sont pas dans les son signe donne de bonnes raisons de nous avons vu Dans la que l’interaction faible ipv 1 Im Edans qui le sens n’en nous dépend pas et intéresser dans dans l’atome de césium est la matrice de transition configuration choisie, elle laisse sa de E. 56 responsable agit "pendant" l’absorption d’un marque dans l’état excité 7S principalement d’une anisotropie violant la parité en particulier un alignement avec paragraphe suivant, l’alignement. de l’existence du terme photon vert. façon nous ne dont le sous la forme signe change b) Détection par émission induite, matrice de de i) Détection Pour accéder décrire, il faut soit l’alignement à la expérimentalement soit gain mesurer mesure le dichroïsme plan dichroïsme circulaire, associé à mesurer son polarisé linéairement circulairement. Nous ou de de l’état 7S que l’anisotropie de la vapeur dont est dès le début de indiqué avons responsable orientation, le laser sonde son les deux lasers étaient nécessairement colinéaires, la structure nous venons hyperfine ce alignement son sera de respectivement chapitre que puisque de la transition 7S - 3/2 6P pouvait en principe être résolue, on a donc le choix entre mesurer l’orientation ou mesurer l’alignement (rappelons que si la structure hyperfine n’est pas résolue, l’alignement n’est plus mesurable de même que si la structure fine n’était pas résolue, l’orientation ne serait pas non plus mesurable). Ce choix doit d’ailleurs être fait dès le l’alignement, la conception effet, l’orientation En de suivant départ : parité ne assez Mais en grande (~ 5 -5 10 le gain de la vapeur lui sera très petit. ) avec d’assez fortes densités de césium, à atteindre des Jusqu’ici nous amplifications n’avons pas La mesure de électrique car suffisantes pour essayé une nous Peut-être est-il rapportons dans cellule considérablement qu’on puisse voir la transition alors qu’en champ possible d’opérer cette allongée et sans thèse, par réussir ainsi champ électrique. de le faire. n’existe pas en champ nul. Or on sait l’amplification atteigne, ou même dépasse, l’unité et nous avons vu cela ces est ou l’alignement électrofaible au contraire ne peut se faire qu’en présence d’un champ l’alignement comme une l’orientation champ électrique nul, même si l’orientation dans des conditions radicalement différentes de celles que exemple mesurer semble véritablement être intéressante électrique nul, sinon elle devient vite trop petite. est décide de des différences. l’expérience présente violant la qu’on condition importante à satisfaire. A déjà 50 fois plus grand valeurs de produire des champs tels plus haut que nous que considérions champ l’alignement électrofaible que l’orientation. L’expérience parité sur l’orientation en champ électrique nul s’éloignant par trop de ce que nous savions en déjà faire, nous présence d’un avons champ non donc jugé nul. En préférable particulier de nous nous concentrer sur pensons bien que la mesure comme de par le l’alignement passé possible d’exploiter le champ électrique pour rechercher les conditions opératoires optimales 57 il sera et aussi Fig. II-4 : Deux parité ne sont pas configurations géométriques symétriques qui équivalentes. qu’il participera de manière utile Considérons donc le ment, nous comporte, termes noterons outre un 2 cas son à la signature de l’effet où le laser sonde est vecteur cause de la violation de la cherché et facilitera ainsi polarisé linéairement polarisation. L’expression terme constant de la forme à de la de façon probabilité sa discrimination. à détecter l’aligne- d’émission stimulée E+M 2 03B2 1provenant de la population de 7S, deux 2 . L’un, scalaire, anisotropes dépendant de la direction de 2 vis-à-vis de 1 est associé à l’alignement Stark : l’autre est pseudo-scalaire : il fait intervenir Im 1 pv et E Il en provient de l’alignement électrofaible. résulte que les deux physiquement équivalentes, elles donnent lieu ainsi dans un de la II-4 ne sont pas à des taux d’émission induite différents : on retrouve configurations, pourtant symétriques, signal expérimental mesurable une manifestation 58 figure claire de la violation de la parité. ii) Matrice de gain Pour que la détection par émission induite soit que l’amplification respond alors à épais sur et grande (cf. § du faisceau sonde soit l’amplification, forcément des temps suffisamment longs non au nombre de niveaux lumineuses de forme bien définie, sa enfin souvent de Par contre réponse d’une manière qui dépende parvenir à quelques idées simples ce qui sur de la nous a temps courts devant le transition 7S - paru physique milieu que cor- optiquement problème n’est déjà pas simple moyennant des hycas Il n’est pas façon numérique. d’impulsions question ici de important, c’est de dégager dans particulier de voir comment cette anisotropie en polarisation du le comportement des Ceci peut être fait dans le cadre considérablement aux un couplés par l’onde laser et dans le les grandes lignes le rôle de l’anisotropie de la vapeur, affecte de la lumière dans polarisation, il n’est généralement étudié pothèses restrictives quant généralité. La situation II-1-2). pour vider le milieu. Ce de la sa II-1-1 et linéaire, [58] quand on ne s’occupe pas l’aborder dans toute méthode intéressante il faut nécessairement une faisceau sonde et finalement de signaux mesurables. plus simple d’un traitement linéaire et limité temps d’amortissement du dipôle optique et les périodes de Rabi de la . 3/2 6P Dans cette hypothèse complexe du faisceau on est amené à introduire sonde. Considérons une une matrice de gain g agissant sur la polarisation tranche de vapeur de césium d’épaisseur dz excitée 03B5(z) l’enveloppe complexe du champ électrique du faisceau sonde à l’entrée de la tranche considérée, elle devient 03B5(z + dz) à 6 dans l’état 7S, F et soumise à l’instant t 0 la sortie. La matrice de gain au faisceau sonde. Appelons g définie par : exprime dans l’approximation linéaire la contribution rayonnée par la vapeur polarisée par le champ de l’onde sonde. Dans le cas d’exacte résonance que nous considérons ici, avec le faisceau vert polarisé linéairement suivant 6 , la matrice de L’enveloppe complexe gain 03B5(z) se du met sous la forme : champ de l’onde est définie de telle sorte que le 59 champ réel soit : où tous les coefficients sont réels. Le facteur g est le qui fait intervenir l’élément de ,F,F’) i K(F tions un facteur occasionné par la 6S, F particulières i Dans à la est ~ 7S, F de g l’expression population l’alignement 7S, F - par analogie (II-14) égal 7S, F le ~ donné par : entre terme 3/2 (~ 6P 6.5 ), 0 ea des deux transi- représente la partie isotrope du gain, représente à la valeur de cet le dichroïsme alignement à un plan facteur dû à associé l’alignement près qui dépend de On reconnaît dans le troisième terme la contribution de . Quant 0 k de l’orientation électrofaible de l’état originaire 7S et 6P F’. , 3/2 électrofaible faisant intervenir le même coefficient avec gain dégénérescence angulaire qui dépend premier choisie. ,F’ 3/2 6P dichroïsme circulaire un et de dipôle électrique de l’état 7S. Le deuxième terme Stark. Le coefficient k 0 est la transition matrice réduit du paramètre au dernier terme il traduit 7S ; l’angle 03B8 1 pv est défini 0 pv 03B8 : Les valeurs des coefficients 0 K, k 1 calculés dans le Complément II-A sont donnés dans le tableau k et II-1. On voit clairement que ceux sur (II-14) que les axes principaux du dichroïsme Stark sont et alors du dichroïsme électrofaible sont à 45° de ceux-ci et si l’on suppose que le faisceau sonde à l’entrée de la cellule est polarisé linéairement suivant , il acquerra en sortie de cellule une composante polarisée selon . Dans une expérience pulsée il est très important pour mesurer l’asymétrie de ne pas combiner des informations associées à des tirs différents étant données les fluctuations d’un tir à l’autre du laser. Montrons comment il est On trouvera partie III-5 la de mesurer en fait simple description de mesurer à chaque impulsion l’angle 03B8 . 0 pv détaillée de notre simultanément l’intensité de deux composantes de 60 polarimètre à deux voies qui permet polarisation orthogonales d’un même faisceau, il nous suffira ici d’admettre que grâce à lui peut on mesurer à chaque tir l’accroissement (intégré sur un temps court) à la fois de la composante polarisée selon et de celle polarisée selon . Dans le cas où la polarisation initiale est dirigée selon : 03B5 = 03B5 , (cf. fig. II-5-a) d’intensité 0394I l’équation (II-14) Les (on a signaux négligé les donne pour le que mesurent les cas d’une très faible Dans le cas inverse d’une l’amplification mais pour plusieurs 2 ) 0 pv (03B8 ou du polarimètre 2 ) 1 pv (03B8 qui amplification (G ~ 0), R pv amplification l’angle 03B8 0 pv avons vu sortie de cellule : sont : sont excessivement petits). On peut alors pv qui représente l’asymétrie mesurée R Dans le Nous en photodiodes termes contenant calculer le rapport Pour déterminer champ à partir très de la vaut : grande (G ~ pv ~), R mesure de ce est doublé : rapport, il faut non seulement connaître aussi le facteur k . 0 plus haut qu’il pouvait être calculé dans le cadre de l’approximation linéaire mais raisons cette détermination n’est a priori 61 pas suffisante et il faut avoir recours à Fig. II-5 : Configuration expérimentale : a) pour la pour la mesure directe de l’alignement Stark. mesure d’asymétrie violant la parité b) auxiliaire de calibration. En une mesure de l’expérience on a omis toute les collisions Cs-Cs par d’alignement (nous plus sont loin susceptibles de produire qu’elle de la vapeur, dépolarisation une or on sait bien que certaine perte d’orientation et n’atteint pas des valeurs mettant en cause l’expérience soi, mais elle pourrait être suffisante pour altérer la valeur absolue de la mesure au niveau visé du en pourcent). tout aussi le verrons éventuelle de cause exemple particulier dans la présentation faite plus haut du principe cas Du reste linéaire c’est ce justement que les et les à entreprendre la axes une dépolarisation étape inévitable. de de la lumière. Une raison pourcent) à la valeur que donne le calcul dans hypothèses linéaires peuvent s’écarter notablement du dichroïsme restent les mesure Nous voyons donc que la est du une calcul est insuffisant. Néanmoins même dans le interprétation un sens aussi peut entraîner impérieuse de ne pas faire foi (au niveau et que donc même l’optique elle axes cas non de linéaire de la réalité l’angle 03B8 0 garde la pv l’alignement, il y a donc toujours . 0 pv 03B8 indépendante du facteur de proportionalité R p v et 03B8 0 pv L’idée la plus naturelle ici est de mettre à profit l’existence de l’alignement mesure 62 entre Stark puisque l’angle 03B8 0 n’est autre que la valeur de l’alignement électrofaible rapporté à l’alignement pv Stark. La axes mesure du la polarimètre polarimètre vaut il tend vers la même selon alors et et (toujours on dans dirige 2 que pv R , selon la en pratique mais 1 (fig. II-5), et font que la d’un manière nettement calibration le pratique et en fait de exploitation. D’autres son mesure déséquilibre du directe de la mesure de G, mais pas de raisons encore, de calibration n’est pas plus sophistiquée dont Il n’en demeure pas moins que c’est bien l’existence de justification. Ordres de de rapport dépend ceci naturellement rend difficile exploitée pour obtenir une c) ce encore, qui apparaîtront dans la suite s’ajoutent à celle-ci réalisée de la sorte , à 45° l’hypothèse linéaire) : 0 à très faible amplification. Là k façon de la manière suivante :on oriente les plus directe de l’alignement Stark se réalise nous donnerons l’alignement Stark qui est l’alignement électrofaible. grandeurs i) Nombre d’atomes excités Il est clair l’état 7S à qu’un des paramètres importants chaque impulsion. de l’expérience est le nombre d’atomes excités dans Ce nombre peut être calculé en fonction de l’énergie des impulsions laser et compte tenu de la longueur d’interaction : La longueur environ 2.7 15 10 (cf. III-1). 03C3(E) d’interaction L pour une à la largeur Doppler. champs > 30 est 8 cm, le nombre de photons verts n ph est impulsion d’énergie 1 mJ valeur typique pour le laser dont nous disposons est la section vitesse des atomes dans envisagée (cf. III-3) efficace d’excitation l’hypothèse où la largeur spectrale La section efficace est V/cm, pour une moyennée transition 0394F comme nous = la distribution maxwellienne de du laser d’excitation est très inférieure l’avons ±1 elle vaut : 63 sur vu 2 proportionnelle à E pour des soit pour la transition ce qui donne Il peut sembler naturel pour augmenter n 7S d’augmenter la densité de césium, c’est-à-dire la pression. En fait les collisions Cs 2014 Cs transition 7S - 6P plus longtemps comme -1 03B3 que qui deviennent alors plus fréquentes amortissent le dipôle de la -03B3t e , il n’est donc pas intéressant que l’observation dure notablement mais d’un autre côté , il faut 3/2 6P que la durée d’observation soit soit T > 2 Notre laser satisfait bien cette condition alors 03B3 < ns. -1 -8 s 10 et ceci limite n cs à pression de l’ordre de En définitive ce qui peut on couvrir 20 mTorr et peut une encore large nombre d’atomes excités dans une large 3 10 III-6), on obtient de l’ordre de 8 assez grande : est 8 0.02 = avec T ~ 10 ns. La condition II-2 et -1 03B3 de hyperfine > T donne II-3), correspondant à une d’environ 140-160°C. E : champ électrique permet en principe de faire varier le domaine. Pour la valeur raisonnable de E ~ 1.5 kV/cm (cf. atomes excités. La densité d’atomes excités est alors elle-même les faisceaux laser ayant 0.16 hyperfine que l’inverse de cette structure 3(cf. at/cm 14 10 température gamme : le un plus longue quelques agir sur veut résoudre la structure comme on une section de l’ordre de deux 3et la densité d’atomes excités cm 64 est : , le volume 2 mm d’interaction ii) Intensité du faisceau sonde L’intensité du faisceau sonde doit être suffisante pour saturer la transition 7S - 6P sinon cette méthode de détection n’aurait pas d’intérêt. Mais d’un autre côté elle ne doit pas être trop grande non plus, il ne faut pas en effet en est simple : la période hyperfine, que puissent se produire des oscillations de Rabi entre 7S et des oscillations de Rabi est angulaires différente, à l’intérieur d’une même transition pour les différentes composantes Zeeman de cette transition si donc des oscillations de Rabi seraient produites se produisaient pendant dans l’état 6P. La raison la durée (qui ne sont pas résolues), d’observation, des asymétries 7S, F par suite de l’interaction avec le faisceau sonde, c’est- à-dire que le faisceau sonde modifierait dans 7S la grandeur des alignements et orientation et donc le signal perdrait son interprétation simple en d’alignement terme Stark et d’alignement électrofaible. La condition à réaliser est : qui exprime que l’angle de précession de Rabi doit rester inférieur à exprime le moyennage sur saturation, quant à elle, s’écrit : elle que tation on large hyperfine F ~ F’. La que l’amplitude de désexci- 6.5 ea 0 et de celles de C(F, F’) (cf. tableau II- l’amplitude de transition induite doit être plus grande spontanée. Compte tenu de la valeur de < 1), C(F, F’) est un coefficient qui les différentes composantes Zeeman de la transition condition de exprime 1. 7S ~ d 3/2 ~ 6P trouve dans les conditions définies de valeurs, de un à quelques plus >= haut : T ~ 10 ns 03B3 ~ 10 8s -1 qu’un domaine , est convenable pour l’intensité sonde. 2 mW/mm 65 assez iii) Amplification possible Nous 3 10 8 avons calculé plus haut que pour un champ électrique de à pourrait on exciter atomes. La saturation étant réalisée par le faisceau ont kV/cm, 1.5 du faisceau sonde, l’amplification qu’effectivement culer la sur 8 10 les 3 puissance lumineuse atomes sonde, presque tous les atomes excités § II-3 qu’il nous verrons au 8 émettront 7S, 10 ainsi émise par la vapeur un quand participer- raisonnable de penser est photon induit. On peut alors cal- on la moyenne sur les 10 ns que dure l’observation. La valeur obtenue ~ 1 mW est à comparer à la haut que l’intensité nécessaire à la saturation était plus vu faites mesures (cf. II-3) montrent qu’en effet un faisceau de L’amplification transférer elle est puissance du faisceau sonde utilisé. Nous ainsi réalisée est 0394I I ~ 1. priori de quelques excitation donc tout à fait réaliste. C’est bien pulsée que nous mW/mmet 2 les ~ 1 mW suffit. L’objectif nous que l’asymétrie de la transition 6S - 7S où l’épaisseur optique est grande semble avec une grande : a avons faible que confirment les ce rapportons dans la suite (cf. § II-3 et visions consistant à sur une transition où expériences réalisées 4). iv) Rapport signal sur bruit L’efficacité de la détection étant nettement est évident que, si toutes choses étaient rapport signal sur bruit. Comme le continu une expérience nous ne disposons exigences que la importants tels en non au un nombre de pulsé présente des contraintes supplémentaires. que d’une configuration que la densité présenter ici nous sur rapport à l’expérience parité initiale, il égales par ailleurs, on obtiendrait signal est proportionnel d’excitation est très difficile à rendre de par gain considérable sur le photons détectés n d et le ~n le gain pourrait être de l’ordre de 1000. Mais par rapport à une expérience réalisée en , d bruit à que de accrue égale vingtaine actuelle la longueur des pronostics de rapport bruit tout à la fin de cette ce continu en à l’heure actuelle (500 mW) : de milliwatts. D’autres difficultés tiennent impose finalement d’atomes, engager dans la réalisation de plus attendue, à celle réalisée Ainsi la puissance moyenne sur le choix de d’interaction et la signal sur bruit tels que aux nouvelles paramètres également très grandeur ceux du que nous champ. avons Plutôt faits avant projet [59], nous réservons la discussion du rapport signal partie (§ II-4), là où nous sommes en mesure d’indiquer la sensibilité, mais effectivement observée sur 66 l’expérience actuelle. Nous serons ainsi mieux à même de discuter des améliorations attendues. 4) Les avantages et les inconvénients des C’est parce que le processus du paramètre En fait de nous allons voir d’amplification qu’on peut espérer de saturation non est une linéarités non linéaire vis-à-vis du grande efficacité de paramètre gain et de détection. qu’on peut attendre encore plus de cette non linéarité : une amplification l’asymétrie elle-même. Mais à côté de mesure ces avantages n’y a-t-il pour contourner les problèmes une Ce sont là les points abordés dans ce pas aussi des fois qu’on risques ? en a Peut-on adapter la méthode de pris conscience ? paragraphe. a) Amplification de l’asymétrie i) Principe de l’effet Lorsque l’amplification du faisceau haut visagées plus tite (0394I I ~ asymétrie provenant asymétrie Stark, Pour au cours comprendre correspondant, L’effet de cet on l’alignement de la non une peut trouver des électrofaible est propagation (suivant est soit parallèle soit configurations particulières amplifiée, grâce si en- où la pe- à l’existence de la amplification grande supposons que le faisceau sonde arrive particulière dont il s’agit et le pour la transi- 0 signe du facteur k perpendiculaire à ) 1 . comme ses axes sont à 45° de la polarisation incidente, est composante de polarisation orthogonale, petite mais linéaire, valeurs du faisceau dans la vapeur. la transition l’alignement électrofaible, de faire apparaître de tout effet axe plus), grandes polarisé linéairement selon l’axe de plus faible gain Stark considérée hyperfine ou le mécanisme de cette à l’entrée de la cellule tion de 1 sonde par émission induite atteint les l’amplification était assez 67 non nulle. En l’absence grande pour qu’on puisse négliger à la sortie l’intensité incidente, que la l’angle polarisation de sortie ferait avec la polarisation à l’entrée de la cellule serait : En fait composante nouvelle, de polarisation orthogonale, pouvons remarquer que cette nous qui apparaît dès le début de la propagation du faisceau dans la partie aval de la polarisation est alignée tourné la polarisation violant la parité, gain fort au et avec comme amplifiée plus l’axe de donc sera gain faible du faisceau est vapeur, plus grand 3) cet effet Pour simplifié se faire idée une du traitement périodes de Rabi, propagation pour où z/c t 2014 = simple aux Dans cet 0, en z on temps de que 03C8, il est grande (pour y donc aura eu cellule, l’angle dont amplification de sa aura l’asymétrie certaines composantes le rapport du peut n’être pas négligeable dans le courts cas où l’amplification abordé champ du temps retardé à la polarisation 0, c’est à de ce phénomène on peut de manière linéaire et champ électrique de l’onde cote de la vapeur, près au cas plus haut. Dans cette z. ce on sonde : supposée linéaire aux temps que réalise limites : 68 de terme de droite est la courts. appliqué brutalement l’interrupteur optique pratique (cf. II-3 et III-4), il faut donc chercher la solution et peut écrire l’équation de expression le supposerons que le faisceau sonde est peu revenir petits devant le temps d’amortissement du dipôle atomique traite l’effet du exemple nous = l’importance possible l’enveloppe complexe est le contribution de la = En sortie de principale puisque importante. Aux temps courts, c’est-à-dire t ensuite, pendant la propagation Ordre de grandeur de l’effet ii) les être fortement que la composante plus fort gain Stark. l’asymétrie Stark atteint va que nous à l’instant utilisons dans la (II-28) qui satisfait à la condition aux où 03B5 2 est toujours la polarisation du faisceau sonde et Choisissant 2 // 1 // , on trouve que la solution fait intervenir la fonction de Bessel modifiée (2~u) pour deux valeurs de l’argument 0 I selon les le schéma de détection du (de nouveau, u est on a négligé les termes petit I (2~u) 0 se Par contre quand u ~ 1, pour u : expressions : Reprenant Si 0398(t) est la fonction échelon unité de Heaviside. laquelle k 0 = § 3-b-ii, on obtient contenant réduit à 1 + u et on ce cas pour u d’asymétrie : ). 2 ) 0 pv (03B8 retrouve le résultat (2~u) croît très rapidement. 0 I -0.484, dans le terme très 69 (II-9) : Prenons l’exemple de la transition 4 ~ 4 ~ 4 petit, on a : alors que pour u | ~ ~ 1, et donc u pour soit u = une 2 Comme le calcul ne nous avons faut pas de précédent pu observer au cours atteint facteur de Ce facteur peut pas été fait dans des des dans la ne où il du temps grandeur pratique même à rapport sur bruit de vue de la réduction des effets b) Les dangers non sur bruit et que donc d’intégration vue de la restrictives et assez haut trop (3 dans un cas (§ II-3), s’accompagnerait pas donnée. D’un point de signal indiqués plus paraître bien grand, rappelons signal d’un ordre de hypothèses de la lettre. pied au éloignées de la Cependant, expériences préliminaires exposées aux § II-3 et II-4 des amplifi- unités directement dans le rapport mesure respectivement. de par leur nature sont très voisines de celle décrite quelques ne a les nombres prendre l’asymétrie (qui, entraîner, trouve : de 2.4 et 4.6 l’asymétrie cations de un on trouve même on amplification réalité, il 2.88, = une tout de même que un gain de 3 l’asymétrie sur nécessaire à l’obtention d’une une très dont la grandeur (§ II-4)). d’un accroissement du ceci revêt évidemment égal, 2 dans l’autre ici) intervient l’asymétrie pourrait bruit, une réduction précision statistique grande importance. D’ailleurs, asymétrie plus grande paraît a priori favorable du point systématiques. linéarité i) Le problème Nous pouvait venons être de voir que la avantageuse signal sur bruit. en ce non qui linéarité de la concerne la propagation du faisceau sonde dans la vapeur grandeur de l’asymétrie et peut être même le rapport Mais pour réussir l’expérience une bonne sensibilité ne suffit pas, il faut 70 encore savoir calibrer cette profitable mesure avec une à la Nous précision au moins précision de la mesure effet avons en présenté au aussi bonne. Or si la non linéarité premier abord, elle précision de nuit à la apparaît comme sa calibration. méthode de calibration qui pouvait paraître séduisante : il une suffisait de faire tourner la polarisation sonde 03B5 2 et le polarimètre simultanément de 45° pour mesurer non . En fait ce procédé est valable tant que le processus 0 plus 03B8 00 pv 2k 1+k mais simplement le coefficient k d’amplification le linéaire : cas non que font 1 et paragraphe a) a reste linéaire vis-à-vis du 2 est 0, 03C0/4 ou 03C0/2 ; où 2 est dans le cas de plus amplification qui sonde saturant à l’entrée de la une non polarisation nettement principe sont l’asymétrie perpendiculaire qu’il indépendant y a 1 fait de l’être dans effet très différente suivant que en l’angle reprendre la discussion du seulement il n’y pour constater que polarisation cellule peut rester et devenir saturant pour à tout à non même diminution de celle-ci. Même les effets de de la l’autre non deviennent différents : saturant au cours de sa un faisceau propagation pour laquelle l’amplification serait seulement l’utilisation des fortes ampli- polarisation pour plus grande. On pourrait croire que cette remarque remet fications du signal, situation est plus signal l’affecte non est cesse pour s’en convaincre il suffit de mais l’asymétrie saturation en de l’amplification paramètre de gain mais il celles qui car grave nous laissaient espérer même pour les En prenant le encore. en cause linéarité descende en-dessous du une amplification de petits coefficients d’amplification, traité En fait la l’asymétrie. la non linéarité du a) comme exemple, on constate que pour que la pourcent (c’est nécessaire si l’on veut que la mesure ait une cas en précision globale du pourcent), il faut limiter le paramètre u à de très petites valeurs, de l’ordre aussi de , c’est-à-dire des -2 10 coefficients d’amplification qui sont eux-mêmes Le problème paraît donc inhérent à la méthode de mesure même, si tout ce qui semblait initialement attractif dans cette méthode, à très petits. on savoir veut le réduire une on sacrifie grande efficacité de détection. ii) Le remède Heureusement il y elle-même qui est envisagée jusqu’ici en a une solution à cause, mais est encore meilleure, pour effectuer ce problème, ce n’est seulement la méthode de trop différente de celle de cette calibration. 71 en effet pas la méthode de calibration proposée : la mesure. Il existe une autre mesure configuration méthode, bien Rappelons-nous de l’alignement global . Imaginons 1 effet le rôle de en de maintenant mais éventuellement l’angle 03B8 0 pv qu’on plus grand l’alignement en dehors des fasse tourner que 1 électrofaible : il est de faire tourner les axes de symétrie à l’entrée de la cellule d’un dans qui précède 03B8 0 pv dans le cas linéaire et dans le cas de la 0 + 03B8 pv 03B8 · ref l’asymétrie 03B8 0 pv cela que la ref 03B8 soit ou assez précision requise, En de de 0 pv 03B8 en le basculant de le coefficient petit suffit de remplacer partout particulier le rapport R pv devient : ce 0 pv 03B8 + petit : qui signal, bien que non linéaire dans le gain g, reste tout de même linéaire ref 03B8 en à cause de l’extrême petitesse de celle-ci. Il faut bien sûr pour pratique il faut qu’on puisse négliger les est très largement vérifié pour Pour effectuer la calibration de la mesure il suffit de et très propagation non-linéaire. Ceci est vrai parce que le dans angle 03B8 , ref . Tout l’ensemble de l’alignement de la vapeur subit la même 0 pv 03B8 d’angle ref 03B8 et donc, toutes choses restant égales par ailleurs, il , par l’expérience, c’est-à-dire de rotation ce axes 03B8 Pour 03B8 . ref ref c’est très facile : si on ref 03B8 = termes en r03B8 2 ef devant 1 à -3 rad. 10 séparer dans le signal mesuré la contribution module l’angle refde façon 03B8 connue, par exemple refà -03B8 +03B8 , on peut alors extraire de R ref pv sa contribution propre et déterminer qui l’affecte et qui 03B8 Quant à 03B8 . 0 pv 0 on peut l’extraire de R pv pv utilisant sa dépendance en E : le renversement de E change 03B8 0 en -03B8 pv . 0 pv est le même que pour Notons que l’existence d’une méthode si simple de calibration autorisant l’emploi de en coefficients d’amplification suffisants pour qu’il y ait même amplification de l’asymétrie semble une raison de plus en faveur du choix de de la l’alignement plutôt que de l’orientation pour la parité. 72 mesure de l’effet de violation 5) Avant avec au critique Réexamen d’entreprendre de la méthode de détection : choix de la transiton sonde projet il ce le faisceau sonde. Une des objections les plus dont les fois une même avantages, parce que en choix fait nous avons dû particulier une nous ne au absorption vers révélées difficiles à obtenir d’une 1/2 (1.36 03BCm) malgré 6P hyperfine plus large (mais niveau tout ce sont deux processus nous avons que de possibles plus faible) ce nouveau 0.8 03BCm, pour plutôt moins encore, vers faut à utiliser que le laser dû construire. nous avons en deux liées à lesquelles on pourrait employer rigueur un laser à colorant, notoirement plus agréables Ceci nécessiterait donc d’une détection par pouvoir descendre à des longueurs d’onde de l’ordre de 1 03BCm à centres colorés que cas et à préférable il faut qu’il permette de recourir à des longueurs qu’il à la depuis termes de la discussion. d’onde plus pratiques pour le laser sonde. C’est-à-dire ou sait bien principales apparaissent, d’ordre expérimental, toutes les schéma soit ou on parfaitement équivalents dit dans le nP(n > 6) quitte à modifier un peu les En réalité deux difficultés les diodes lasers laser. source force d’oscillateur une pour utiliser l’émission induite mais l’absorption pourrait reprendre un que pour que sont se à la transition 7S - départ 7S - 6P Einstein que l’émission induite et vue on limité à deux transitions possibles 7S - 6P 3/2 1/2 et 7S - 6P renoncer structure jeu l’émission induite. pouvions pas disposer de laser à cette longueur d’onde (cf. III-2). Nous avions choisi première est on d’onde 1.36 03BCm et 1.47 03BCm longueurs Jusqu’ici ce en exploitée projet tenait sérieuses allant à l’encontre de notre choix de la transition 7S - 6P utilisée pour mettre En effet ce était normal de discuter du choix de la transition fait de choisir une transition 7S - nP avec n élevé, supérieur à 10 et les deux difficultés mentionnées sont alors que : - la force d’oscillateur 7S - nP est faible : ~ 2 augmenter l’intensité du laser sonde, va à l’encontre de l’intérêt de notre de 6S - 7S - sur une la structure hyperfine de méthode, que l’on n’y a nP pour pour toutes les difficultés que l’on grand n impulsions aucunement n = 10 imagine, ce qui pousserait à mais surtout celui-ci étant de permettre le transfert de transition où la force d’oscillateur est faudrait augmenter la durée des nous avons vu avec -4 10 justement la plus grande possible ; du laser vert et outre que 73 ou qui l’asymétrie devient vite difficile à résoudre : pour intérêt, ce ce 10P il , 3/2 n’est pas forcément bien alors il faudrait renoncer facile, à détecter un alignement et on perdrait là encore bon nombre des avantages 74 mentionnés au cours de cette partie. Chapitre II-2 UNE EXPERIENCE EXPLORATOIRE AVEC DES LASERS CONTINUS: LA FLUORESCENCE INHIBEE Les 1) objectifs Au moment la future en de cette étude d’entreprendre expérience dans cette expérience exploratoire, des conditions desirions tester les expérimentales plus simples utilisant le matériel et les moyens dont Les toutes nous nous et disposions déjà et dont premières questions auxquelles nous cherchions plus faciles nous principes de à maîtriser tout avions l’habitude. ainsi à apporter une réponse étaient les suivantes : - - Est-il facile d’observer l’émission induite 7S Ce procédé de détection nous là - un réel Enfin, permet-il de résoudre la structure hyperfine de 7S-6P 3/2 ? (Ce serait progrès puisque la détection fondée sur cette méthode est-elle bien sensible à Nous avons trois niveaux scientifique ainsi été amenés à couplés 3/2 6P ? explorer la fluorescence l’anisotropie à fond les caractéristiques transition de ce système particulier à qu’est le système 6S - 7S - 3/2 6P En effet, si dans la littérature . très détaillées de systèmes à trois niveaux en général, le système interdit à trois niveaux", qui nous a fait appeler qui nous fait : elle réside en ce que l’un des lasers excite particulièrement interdite (la transition 6S - 7S). les deux niveaux extrêmes sont de La différence, est intimement liée à la raison même considérer ce système, la mesure d’une violation de la parité une jusqu’ici). à deux lasers abondent les études système "système le permettait pas de l’état 7S ? 6S-7S-6P diffère en réalité de tous ceux envisagés jusqu’ici. 3/2 ce ne Alors que dans les autres systèmes, parités identiques et le niveau intermédiaire de parité opposée, les 75 deux lasers couplant des niveaux de parités différentes, pour le système envisagé ici, 6S - 7S - 6P , 3/2 les deux niveaux extrêmes 6S et niveaux de même notre cas l’objet des parité. 3/2 6P sont de La distribution des propriétés inhabituelles. Son de la thèse de Michel Lintz parités opposées est donc totalement différente parités étude et la transition 6S - 7S relie des approfondie, ce qui confere à théorique qu’expérimentale a fait tant [60]. Nous n’entrerons évidemment pas dans tous les détails de cette expérience, nous contentant ici d’expliquer comment elle s’insère dans notre projet et quelles sont les informations, importantes pour la suite, que nous avons pu de M. Lintz ainsi que dans 2) Principe de au chapitre on ses retrouve dans son II-1 : deux lasers trouver en série d’articles écrits à une et allure des ce une discussion sujet [58][63-65]. a été conduite dans la principe plusieurs des caractéristiques colinéaires, tous deux continus continu lui aussi et complète dans la thèse spectres obtenus motivations, l’expérience champ électrique uniforme, est extraire. On pourra l’expérience Etant données conséquent en qui ligne de du projet futur l’expérience idéale décrite ici, éclairent le césium soumis à est ici normal aux faisceaux (nous disons un qu’il "transverse") (figure II-6). Le laser vert est résonnant pour une composante hyperfine donnée de la transition 6S - 7S porte une population monocinétique d’atomes dans un des deux niveaux hyperfins sa et par fréquence est 7S F , 1/2 = 3 ou et 4, maintenue fixe. Le laser infrarouge, quant à lui, balaie la transition 7S - 6P . 3/2 composante hyperfine 7S, F 2014 3/2 F’ 6P Quand il est résonnant avec une il induit l’émission des atomes excités et leur nombre doit donc diminuer. Pour mettre atomes excités en évidence cette émission depuis le niveau 7S 1/2 induite, le niveau nous observons la fluorescence spontanée des 6P sur l’autre transition possible de désexcita1/2 tion (03BB 1.36 03BCm), concurrente de la transition 7S - 6P 3/2 (figure II-7). L’intensité de fluorescence donne une mesure quasiment directe du nombre n 7S d’atomes présents dans 7S . On s’attend donc 1/2 vers = 76 Fig. II-6 : Schéma de principe de l’expérience de fluorescence inhibée M est un miroir 2 un filtre transmettant le 1 un filtre qui transmet la fluorescence 7S - 6P dichroïque, F ,F 1/2 faisceau sonde à 1.47 03BCm (et qui coupe le faisceau pompe à 539.4 nm) ; D 1 est le détecteur de fluorescence et D 2 le détecteur du faisceau sonde transmis. à ce qu’à chaque fois que le laser infrarouge diminution de la fluorescence, c’est observe une c’est que montre très clairement les est ce complètement résolue seuls trois niveaux une spectroscopie en trois composantes hyperfins 3/2 6P F’ , sans effet spectres d’atomes dans l’état accordé à la non (figure II-8). La transition à et 7S - 6P 3/2 (la règle de sélection dipolaire électrique faisant que Doppler. La suppression de l’effet Doppler tient au fait que les deux sont large couplés une un niveau population monocinétique d’atomes excités, à la largeur naturelle fond près pour interagir avec eux. il faut En fait les positif, trahissant l’existence d’une population thermalisée causée par la désexcitation des atomes 7S : quand le laser sonde est sur 7S - 6P il réexcite vers , 3/2 7S les atomes 6P faisant , 3/2 ainsi mais augmenter n 7S c’est-à-dire l’intensité de fluorescence. L’existence de cette population thermalisée dans 6P 3/2 provient du fait que l’excitation appelé "fluorescence inhibée" on réalise donc ainsi largeur Doppler près plus diminuer nous avons composante hyperfine, on un 3/2 6P que une 7S, F donné), infrarouge soit résonnant sont dominés par ce spectres expérimentaux lasers sont colinéaires : le laser vert créant que le laser passe à résonance pour s’y trouve piégée, c’est le que le niveau 3/2 6P est un niveau de résonance et phénomène d’emprisonnement de la raie de résonance [66], 77 Fig. II-7 : Schéma des niveaux 6S-7S-6P . Les flèches droites représentent les 3/2 lasers, la flèche ondulée la fluorescence spontanée qu’on détecte. couplages par des la durée de vie de la population de 6P 3/2 est donc considérablement d’un atome isolé. L’existence bien réelle de cette obtenus est confirmée par les spectres II-9 quand le laser infrarouge couple à 3/2 , F qui 1/2 6P le niveau hyperfin 7S peuple directement le laser vert : les "trous" d’émission induite depuis 7S par contre le est bien dû à la Pour certains population 6P 3/2 par rapport à celle rallongée nous cas concerne de fluorescence inhibée large fond rapprocher plus encore disparaissent puisqu’il n’y Doppler positif persiste, population de 6P 3/2 (dont l’alimentation à partir du schéma de n’est pas celui que montrant ainsi de 7S n’a pas l’expérience future, sur pas qu’il changé). nous avons aussi dans étudié le faisceau sonde transmis. Alors que l’observation de la fluorescence 7S - l’effet du laser sonde a 1/2 6P les atomes, l’observation du faisceau transmis donne accès à l’effet des atomes sur le laser sonde. Il était intéressant de pouvoir comparer ces deux effets complémentaires (Fig. II-10). Il est subir à résonance qu’absorbé remarquable que malgré l’absorption par les atomes 6P 3/2 une le faisceau sonde amplification réelle, c’est-à-dire qu’il soit plus amplifié par les atomes 3/2 6P : il y a bien inversion de 78 population. puisse par les atomes 7S A vrai dire cette situation de fluorescence inhibée : accroissement de fluorescence dû fonction de la fréquence de celui-ci.t = 150°C, E = 640 V/cm, I sonde = Fig. II-8 : Spectres typiques au laser sonde 50 . 2 mW/cm en a) transition 6SF b) transition 6SF est assez exceptionnelle, la densité du césium est l’absorption domine, tout le = = 3 ~ 7SF = 3 4 ~ 7SF = 4 3/2 ~ F 6P ~ 6P F 3/2 de l’état 7S = 2,3,4. 3,4,5. la densité de césium était là particulièrement faible : plus grande, l’importance de la population 6P 3/2 au moins dans ces prochain chapitre qu’avec un laser pulsé l’anisotropie = a ce ensuite été mise des faisceaux sonde et excitateur, nous expériences n’est en plus avec le évidence et y reviendrons 79 au est en suffisante pour que des lasers continus : cas. La sensibilité des exploitée § II-2-3. en jouant général, lorsque nous verrons dans signaux obtenus sur les à polarisations II-9 : Spectres obtenus quand le laser sonde et le laser d’excitation ne sont pas même niveau hyperfin de 7S, les trous de fluorescence inhibée disparaissent. a) 6SF =4 ~ 7SF = 4 ; 7SF =3 ~ 6P F = 2,3,4. 3/2 b) 6SF =3 ~ 7SF = 3 ; 7SF =4 ~ 6P F = 3,4,5. 3/2 Fig. couplés au 3) Interprétation Michel Lintz donnant une a et exploitation des signaux développé dans sa thèse un modèle détaillé des expériences de fluorescence inhibée interprétation complète de tous les phénomènes observés. Moyennant certaines imations justifiées prennent en on obtient même une approx- description analytique des signaux. Ces approximations compte le caractère "interdit" du système à trois niveaux 6S - 7S - 6P 3/2 : i) En particulier l’effet Raman à deux photons qui peuple directement 6P 3/2 depuis 6S 1/2 peut être . 7 négligé 7 Un C’est processus de une ce particularité du système interdit à trois niveaux type pourrait effectivement donner lieu lui aussi à des accord des deux lasers. 80 précisément liée creux de fluorescence à la quand il y a Fig. II-10 : Spectres obtenus en enregistrant b) la transmission du faisceau sonde. simultanément a) la fluorescence 7S - , 1/2 6P et Transition 6SF =3 ~ 7SF =3 ~ 6P F = 2,3,4. 3/2 La similitude des deux spectres traduit le simple fait que les cence sont regagnés pour l’émission induite. 81 photons perdus pour la fluores- distribution des parités des niveaux. Dans les habituellement le processus en échelon qui d’efficacité des deux processus est donné qui fait intervenir le taux d’amortissement parités de 6S et collisions Cs 2014 Cs, élargies par 3/2 6P collision d’ailleurs à ne étant [68][69]. Au contraire le niveau 7S étant de ce que la contraire fait montrer que le rapport en extrêmes, ici 6S et cette cohérence est très fortement amortie opposées au 7S de la population dans le niveau intermédiaire (ici 0393 6S, il n’est pratiquement rapprocher c’est classiques grandeur par l’expression les raies de résonance 6S - 6P sont d’ailleurs niveau fondamental de 7S On peut négligeable. ordre de niveaux à celui 0393 r de la cohérence entre les deux niveaux 7S) rapporté est en est systèmes à trois pas affecté population de un connues 3/2 [67]. 6P sous Les l’effet des pour être très fortement état S et ayant même parité que le [57] 8. Cette différence de comportement est très vite thermalisée alors que celle 3/2 6P l’est pas pour ainsi dire pas. ii) Une deuxième approximation peut être faite qui découle encore directement de la distribution des parités : comme chance infime, induite sous la transition 6S - 7S est très tout à fait négligeable, l’action du laser vert, toutes les cohérences et on populations interdite, les d’un choc un atome 3/2 6P peut donc traiter au 3/2 6P transfert vitesse. La vitesse des atomes sur toutes les valeurs fois excités n’ont cette excitation au premier ordre et calculer par 6P est , 3/2 un est opposée à celle de 6S, on est conduit à décrire modèle de "collisions fortes" où excitation à un suppose que lors atome 6S mais que les atomes alors redistribuée on on thermiquement suppose que les moments dès la gardent hyperfins F’ possibles (2 à 5) avec des probabilités proportionnelles d’émission-réabsorption responsables de l’emprisonnement leur première collision. sont aussi redisaux multiplicités 2F’ +1 des niveaux. Ce modèle décrit d’ailleurs aussi bien l’effet des collisions résonnantes des processus qu’une premier ordre non-nul de la transition interdite. son Comme le temps de collision est court, tribués une de retomber directement dans l’état 6S même par réémission iii) Enfin et encore parce que la parité de 6P 3/2 la redistribution collisionnelle de atomes que celui de la raie de résonance. 8 Un calcul du processus à deux photons a été fait dans un cas simple ([59], Complément A) qui confirme que cette contribution est négligeable. 82 Grâce à certains vie de la ce modèle analytique, paramètres inconnus, on comme peut utiliser les spectres expérimentaux pour déterminer le taux d’amortissement du dipole 7S - 6P 3/2 ou la durée de population 6P , par ajustement des spectres théoriques (figure II-11) 3/2 P par "fit" des spectres. Les croix sont Fig. II-11 : Détermination des valeurs de 03B3 et 0393 tirées d’enregistrements expérimentaux, les courbes continues sont les spectres théoriques obtenus en optimisant les valeurs de 03B3 et 0393 . Les trois spectres correspondent à trois valeurs P différentes de la pression de césium. Transition 6SF = 3 ~ 7SF = 3 ~ 6P F = 2,3,4. 3/2 Nous en avons en particulier étudié le taux d’amortissement 03B3 du dipole de la transition 7S - 6P 3/2 fonction de la pression de césium quant (rappelons que la durée de vie de la population de 7S n’est à elle pratiquement pas affectée par les collisions). L’amortissement 03B3 joue un rôle important dans la détermination des conditions elle-même. L’élargissement celui de la transition de césium, optimales pour réaliser de l’expérience de violation de la parité collisionnel des raies de résonance de Cs était 3/2 7S - 6P ne l’était pas. déjà connu La figure II-12 montre la variation l’ajustement représenté par la droite donne : 83 [68][69], mais de 03B3 avec la densité Fig. II-12 : Taux d’amortissement 03B3 de la cohérence 7S - 6P 3/2 en fonction de la densité de césium. Les points et les croix correspondent à deux cellules différentes (les effets sont inchangés). L’autre grâce au tissement de grandeur importante modèle P de 0393 P césium, 0393 analytique cette l’emprisonnement une densité nous pouvons extraire des est la durée de vie de la population. diminue très que La figure vite, c’est-à-dire population processus collisionnel de l’état 3/2 6P ou le taux d’amor- II-13 montre que pour les faibles valeurs de la densité que la durée de vie augmente de la raie de résonance est d’autant 14 supérieure à 10 enregistrements expérimentaux plus efficace qu’il beaucoup, y a c’est normal : plus d’atomes. Pour , la durée de vie redevient lentement plus faible sous l’effet d’un 3 at/cm Cs(6P) + Cs(6S) [59]. La valeur maximale de la durée de vie de la population 6P 3/2 84 est très grande : ~ 4 03BCs. Cette P de la population du niveau 6P Fig. II-13 : Taux de décroissance 0393 3/2 en fonction de la densité de césium. La rapide décroissance initiale traduit l’emprisonnement de la raie de résonance (noter la différence d’échelle avec la figure précédente !). La remontée de 0393 P aux fortes densités correspond sans doute à des effets liés aux molécules Cs . Les losanges, les 2 croix, les triangles et les carrés correspondent à deux cellules différentes et à des faisceaux sonde de rayon respectivemen égaux à 1.4 ; 1.4 ; 0.3 et 0.8 mm. longue persistance d’un état absorbant pour le faisceau sonde a des conséquences importantes pour la conception de l’expérience en impulsion et en particulier suffit à imposer l’utilisation d’un interrupteur le faisceau sonde : coupera le faisceau sonde optique sur n’ait le temps d’être notablement absorbé. eu on 85 juste après son amplification, avant qu’il 4) Sensibilité de l’émission induite à L’effet de l’anisotropie le faisceau excitateur est direction de de l’état 7S polarisé propagation [57], on a l’anisotropie été étudié transmis a modulant l’hélicité du faisceau vert. circulairement il crée dans l’état 7S s’attend alors à de l’hélicité du faisceau sonde. Des effets de niveaux et leur détection en de l’état 7S ce ce que la genre ont été faite aussi bien sur une probabilité déjà été orientation la fluorescence parallèle à sa 9 d’émission induite observés [70] sur que des sur Quand dépende systèmes à trois le faisceau sonde [71-74]. Fig. II-14 : Signal de fluorescence modulé comme le produit des hélicités des faisceaux signal enregistré est la modulation normalisée à l’intensité totale de l’absence de faisceau sonde. Il n’y a pas d’analyse de la polarisation de la pompe et sonde. Le fluorescence en fluorescence. 9 Dans la configuration à champ transverse qui est ici la nôtre, il n’y a pas d’alignement 86 aisément utilisable. a)Détection sur la fluorescence exemple pour étudier l’effet sur la fluorescence une lame 03BB/4 d’axes fixes précédée d’une lame Par 03BB/2 tournante est placée sur le faisceau vert, elle permet de moduler l’hélicité du faisceau et par suite l’orientation qu’il crée dans l’état 7S. Un dispositif semblable module l’hélicité du faisceau sonde à une le fréquence différente et une détection synchrone extrait produit des hélicités qui représente l’effet de la du signal la composante modulée comme polarisation du faisceau sonde, lié à l’anisotropie de 7S. Le spectre de fluorescence inhibée de la trement de la et II-14 est qu’elles un de exemple ce partie du signal de fluorescence linéaire à la fois dans l’hélicité dans celle du faisceau sonde. On note immédiatement précédents : la une différence que donne l’enregis- du faisceau excitateur frappante avec les spectres disparition complète du fond Doppler. Cette disparition illustre le fait qu’alors n’affectent pas la l’orientation, et au figure signal de b)Détection donc population globale de l’état 3/2 6P les collisions y amortissent totalement , seuls les atomes 7S, dont l’orientation est par contre peu affectée, contribuent polarisation. sur le faisceau sonde transmis La méthode utilisée pour étudier l’effet de l’orientation de 7S à utiliser un faisceau sonde polarisé la probabilité d’émission induite ni sur linéairement, et donc l’intensité du faisceau sonde en aucun dans il ce cas effet visible sur n’y sur le faisceau transmis a aucun a consisté effet de l’orientation sur les spectres de fluorescence inhibée sortie de cellule. Par contre la vapeur orientée possède un pouvoir rotatoire qu’un analyseur presque croisé placé après la cellule (Fig. II-15) permet de mesurer , on obtient 10 ainsi les spectres de la du fait que le gain est 10 Nous ne disposions Ici La vapeur possède aussi un dichroïsme circulaire légèrement différent pour les deux signes de l’hélicité du faisceau sonde, celui-ci pas à cette 0 l’angle de décroissement 03B8 (03B8 + 03B8 0 2 ) at figure II-16. et époque du polarimètre l’angle de rotation à deux voies décrit at contribuent atomique 03B8 § III-5 au que signal nous avons utilisé depuis. suivant la loi de Malus : I ~ 03B8 proportionnel à 03B8 0 203B8 , , est linéaire dans l’hélicité du faisceau vert, c’est at at Le terme at 2 +03B8 = 03B8at 0 2 + 3B8 0 0 203B8 . lui que la détection synchrone extrait du signal. 87 Fig. II-15 : Schéma du montage d’enregistrement du pouvoir rotatoire. L’analyseur A, presque croisé avec la polarisation incidente linéaire du faisceau sonde donne une bonne sensibilité à la mesure de faibles rotations du plan de polarisation. acquiert une ainsi lame 03BB/4 un taux de petit d’axe polarisation circulaire. Il suffit d’ajouter juste avant l’analyseur plan parallèle à la polarisation incidente pour enregistrer les spectres correspondants (Fig. II-17). Dans tous les cas l’accord saturation n’ont pu être linéairement où ils circulairement population se (étude et aussi à complexes, et avec le modèle est excellent. complètement pris en Notons toutefois que les effets de compte que dans le calculent de manière presque exacte. Dans le par fluorescence l’alignement leur calcul aussi de inhibée) 7S, l’orientation est cas cas couplée du faisceau sonde polarisé où le faisceau est polarisé par émission induite à la les effets de saturation sont alors considérablement (cf. [60]). 88 plus Fig. II-16 : Spectres de pouvoir rotatoire a) transmission du faisceau sonde, b) pouvoir rotatoire, c) spectres théoriques. : La normalisation correspond à l’ouverture de césium : 10 . 3 at/cm 13 complète Le facteur des global polarisabilités de l’analyseur. E = de normalisation des spectres donne scalaires et vectorielles qui a été mesuré 89 en principe 2000 V/cm densité une mesure indépendamment avec du rapport 03B1/03B2 précision [54] : Fig. II-17 : Spectres de dichroïsme circulaire. Par rapport à la figure II-16 on a simplement rajouté devant l’analyseur une lame 03BB/4 d’axe parallèle à la polarisation linéaire incidente du faisceau sonde. Les mesures présentées ici (qui ne visent pas du tout à réaliser neraient : 90 une nouvelle détermination) don- 5) Conclusion Ces notre - de fluorescence largement si elles inhibée, direction initiale, ont été très riches ont été - expériences en nous ont un temps quelque peu fait dévier de enseignements et les objectifs que nous nous étions fixés atteints : On résoud la structure L’émission induite hyperfine sur de la transition sonde cette transition donne des 1/2 7S - 6P . 3/2 signaux parfaitement visibles, exploitables et finalement très bien compris. - - Le faisceau sonde est effectivement L’anisotropie de l’état 7S a amplifié. les effets escomptés sur l’émission induite y compris en ordre de grandeur. Enfin, fait essentiel sur le plan pratique, ment de la durée de vie de l’état pu en tenir compte comme ceci 3/2 6P par s’imposait nous avons pris conscience du très important rallonge- emprisonnement de la raie de résonance, dans la version 91 pulsée de l’expérience. nous avons ainsi Chapitre II-3 UNE EXPERIENCE PRELIMINAIRE: L’ETUDE DE L’AMPLIFICATION PULSEE EN CHAMP TRANSVERSE 1) Pourquoi Les et le rapport signal de violation de la comprendre exploiter : il sur bruit est dans certains cas signaux détectés dans ce cas. pratiques elle peut d’une ne asymétrie pas excéder très de la en continu se Cette sur se demander s’il ne parité sur ce montage, compte tenu rappeler la nature du meilleurs cas le faisceau sonde ont signal que elle serait la densité asymétrie affecte gain, vus par le faisceau sonde qu’on analyse en polarisation optiques réalisées jusqu’ici continu ? excellent. On peut dès lors petite (dans les ). -6 10 en La réponse nous est clairement apparue négative. Pour vraiment la justification, il faut s’agit parité de fluorescence inhibée semblent très beaux simplement possible de mesurer la violation de la qualité des ou son l’expérience signaux obtenus dans l’expérience exploratoire serait pas tout en pas tenter ne nous , -5 10 comptons dans les optique de cas la vapeur, avant détection. Or les densités toujours été très faibles : même -3 (et d’ailleurs dans ce cas (cf. § précédent) l’absorption n’atteint pas 10 correspondant à une valeur de E ~ 2000 V/cm, l’asymétrie doit être ~ 10 ). Le signal de violation -6 en champ de la transverse parité dans ces conditions serait au mieux une variation relative de l’intensité sonde égale à . On peut envisager qu’une intégration suffisamment longue suffise à faire sortir un signal aussi -9 10 faible du bruit mais il ne faut pas oublier que nous voudrons 1% . On peut bien sûr prétendre qu’il suffit d’allonger une grave erreur : en comment croire effet qu’on peut quand bien même éliminer les effets on mesurer ce encore le temps de mesure, pourrait atteindre systématiques 93 au signal avec une précision un tel rapport niveau de -11 10 ! ce serait signal sur en de fait bruit, Par amener cas conséquent le signal que les effets Nous peu avons plus forte, priori un gain et la seule vraie solution consiste à augmenter le nombre d’atomes excités pour non pas seulement le rapport systématiques pourront par un un facteur 10 3 Mais l’évaluation de la densité transverse. Or celui-ci excitateur (cf. § II-1). ayant en niveau un petits suffisant, tel en tous par rapport à lui. recours à une focalisation un système de multipassage du type Fabry-Perot d’autre part. A sur se bruit à être maintenus suffisamment la densité d’atomes excités optique faite jusqu’ici électrique sur l’intensité excitatrice envisagé d’augmenter d’une part, et à signal prête mal à une C’est la raison essentielle qui concerne ne impossible ainsi. les conditions d’excitation détection par nous a semblerait pas un faisceau colinéaire conduits à retenir une en au champ faisceau configuration où le champ électrique est parallèle aux deux faisceaux. L’amplitude de transition met alors en jeu la partie vectorielle, choses et non égales par situent très En en plus scalaire, de la polarisabilité et se trouve réduite par ailleurs la densité d’atomes 7S est réduite par 100 et les facteur 10. Toutes absorptions accessibles se dessous de l’unité. pratique si l’on tient à atteindre une densité optique suffisante l’intensité sonde transmise soit du même ordre que celle attendue que l’effet de dilution de des lasers un l’asymétrie soit faible, continus, le choix d’un laser pulsé ceci le l’asymétrie sur gain, c’est-à-dire pour tenu de la puissance limitée sur impose, compte pour que pour réaliser l’excitation 6S - 7S avec une efficacité vraiment suffisante. 2) But de cette Une de nos expérience préliminaire préoccupations permanentes au cours du développement de notre projet a été (et est toujours), compte tenu de son ampleur et des difficultés qu’il nécessite de surmonter, de n’augmenter la complexité du montage expérimental l’étape précédente l’anisotropie étapes et de ne franchir un nouveau pas que quand est bien maîtrisée. La fluorescence inhibée liés à que par de 7S avait, sur entre autres résultats, démontré la possibilité de mesurer les effets l’émission induite à l’aide d’un faisceau sonde 94 polarisé. Il nous est apparu que l’étape suivante devait propres à l’excitation excitation Il pulsée consister à résoudre les logiquement dans le but de parvenir problèmes technologiques à observer des effets de nature semblable en pulsée. essentiellement de mettre s’agissait rapides des signaux de gains. Nous avons en place l’excitation pulsée préféré, puisque c’était et la détection de transitoires possible, réaliser cette étape dans des conditions plus simples que celles du montage définitif : en particulier avec un champ E transverse qui donne lieu à une excitation 6S - 7S beaucoup plus efficace et qui peut appliqué de manière continue (parce qu’on était aussi d’apprendre élevée). Notre projet dans cette étape signaux impulsionnels mais par ailleurs de n’a pas besoin d’une tension très à mesurer un dichroïsme des sur grandeur confortable. Compte-tenu du choix d’un champ E cet être transverse le dichroïsme choisi pour faire apprentissage n’était autre que le dichroïsme circulaire lié à l’orientation de l’état 7S créée quand l’excitation est polarisée circulairement et dont la mesure en excitation continue a été rapportée au chapitre II-2, la chapitre précédent. 3) Configuration expérimentale Comme il géométrie s’agit d’étudier essentiellement les mêmes champ est transverse, la longueur d’interaction cellule afin de réaliser un situation permet facilement d’éviter d’allumer des E est choisie parallèle E donné sont des au champ, obtient des on de l’état ainsi que de nous décharges avions mis donc dès que possible installé l’interrupteur optique sur celui-ci dès que l’amplification a eu lieu, avant que 95 potentiel appliqué l’un de l’autre. dans la cellule même tout à fait sur ses et le est transverse et en la sur Cette lorsque plus la polarisation du faisceau excitateur conséquences 3/2 6P champ E paramètres découplés populations 7S l’expérience de fluorescence inhibée population avons assez champ appliqué de manière permanente. Si champ la que dans le est la même : les deux faisceaux laser sont colinéaires et le continu. Comme le Lors de grandeurs le est importantes. évidence la l’absorption longue durée de vie de du faisceau sonde. Nous le trajet du faisceau sonde pour couper l’absorption n’intervienne de manière notable. L’utilisation de l’interrupteur optique, qui en pratique ne s’ouvrira qu’après que le faisceau vert a été tiré, élimine pratiquement d’effets à deux nettement le processus tout risque de transitoires Tektronix soit d’un photodiodes vert + un infrarouge) et favorise d’excitation-détection par échelons recherché. Pour détecter le faisceau transmis les photons (un utilisées au cours on utilise des intégrateur de cette de étape qu’ultérieurement remplacées par des photodiodes photodiodes rapides suivies soit de charge (cf. § III-6). Signalons avaient un de 300 03BCm toutefois que diamètre de 1 mm, elles n’ont été beaucoup plus rapides. Fig. II-18 : Enregistrement des impulsions sonde et sonde amplifiée : en tirets : impulsion sans amplification (faisceau vert caché) ; en pointillé : impulsion amplifiée. E 440 V/cm; n 1.8 x 10 14 at/cm cs ; Energie des impulsions vertes : ~ 600 03BCJ. 3 sonde = = 96 l’analyseur 4) Résultats obtenus a)Observation La y figure d’un transitoire d’amplification II-18 un reproduit l’émission induite par les atomes. En l’absence d’excitation champ électrique) on n’observe que nombre de représente le nombre de à photons distinguer unité de du l’évidence du induits couvrent A de nombre de au photons le nombre de gain g introduit temps au photons photons (en pointillés), la différence simplement "amplification" tout l’impulsion sonde, c’est aussi le rapport du est était le par au chapitre II-1 qui moment où cesse gain (en amplitude) le pompage. Le coefficient A à très basse saturation le nombre de ne comme photons incidents. Ce coefficient d’amplification sonde alors émis de ou qu’à photons dépend à induits est très forte saturation tous les atomes excités dépend donc plus du nombre de photons incidents. figure sonde un II-18 le nombre de photons induits incidents, l’amplification très large est est grande : A manifestement supérieur > 1. au Les valeurs rencontrées Nous nombre de en pratique domaine. partir d’un enregistrement de transitoire d’amplification il est rendement quantique d’émission induite, c’est-à-dire la 11 Le paramètre de saturation est s.C(F, F’), il est donc soit le faisceau vert soit le 0 le coefficient d’amplification à saturation nulle. A Sur la photons sur et unité de émettent et le nombre de noterons d’amplification" A : paramètre de saturation 11 proportionnel (en coupant carrée du faisceau sonde l’impulsion du nombre de 0394S/S paramètre longueur On photons induits. Nous définissons le "coefficient l’accroissement relatif du faisceau sonde. superposée à l’impulsion sonde rectangulaire, l’impulsion résultant de très clairement, distingue enregistrement typique d’amplification où s est proportionnel à l’intensité du faisceau sonde composante à l’autre, le facteur C(F, F’) qui est proportion aussi possible de d’atomes excités déterminer le qui participent défini de manière usuelle par et à l’inverse de sa section, de plus il diffère beaucoup d’une la force d’oscillateur de la composante considérée entre 0.1 et 0.6. 97 (cf. II-1) variant effectivement à l’émission induite transition 6S - 7S étant on peut en connue sur la transition 7S - 6P . La section efficace 3/2 d’absorption sur la [61] : effet estimer le nombre d’atomes excités à champ électrique, la longueur utile d’interaction (c’est chaque tir car on connaît aussi la valeur du celle des électrodes de la cellule, cf. fig. III-33 § III-3), l’énergie des impulsions du laser d’excitation (~ 1 mJ) et la densité de césium. On trouverait dans le cas correspondant à l’enregistrement Le nombre de de figure II-18 ou bien en utilisant le première méthode fournit : par émission induite est quant à lui obtenu à photoélectrons déterminé par intégration numérique sitoires la photons produits de la du signal enregistré signal donné par l’intégrateur de charge. par l’analyseur par Dans le partir du nombre cas de la de tran- figure II-18 exemple : On voit là tout l’intérêt de la méthode de détection par émission stimulée : sans la transmission de quantique global l’optique dans cette réalisation primitive, dans le cas d’une forte saturation de la transition induite 1 que dans de particulier détection, il n’était aussi sonde soit atteinte sur atteint photoélectron pour 4 atomes excités, alors l’expérience parité réalisée en utilisant la fluorescence, malgré l’optimisation des Remarquons de le rendement soin conditions que d’environ 1 pour 2000 ! l’importance de l’excitation pulsée : bien que la saturation par le faisceau (cas de la figure II-18), le nombre de photons émis est plus grand que le nombre photons sonde incidents. Nous reviendrons sur ce 98 point de manière quantitative. Fig. 4 ~ II-19 : 4, 4 ~ impulsions Spectre d’amplification (transition excitée 3). E = 280 vertes : ~ 1 V/cm ; cs n = 2.7 x sur 4 ~ 4, détectée cs 3 (p at/cm 14 10 mJ ; durée de la "porte optique" : 20 = 11 sur 4 ~ mTorr) ; énergie 5, des ns. b)Spectres d’amplification De même que l’on pouvait de fluorescence inhibée ou continu, nous l’avons vu en même du faisceau d’amplification spectres d’amplification transitoire du faisceau sonde pour cela d’envoyer le transitoire issu de la au sur figure II-19, photodiode rapide dans est tout à fait typique 12 Le a sonde, on peut ici aussi enregistrer les la transition induite 7S - dans l’ordinateur le nombre résultant de la numérisation du Le spectre de la chapitre précédent, tracer des spectres un intégrateur . 3/2 6P et Il suffit d’enregistrer . signal obtenu 12 de ce qu’on obtient de la sorte. Un cer- schéma des intégrateurs est décrit en détail au § III-6. Ici cependant, la conversion analogique-numérique été faite à l’aide de l’analyseur de transitoire et de son interface, les convertisseurs Canberra n’étaient pas encore 99 tain nombre être tirés des spectres ainsi obtenus pour diverses valeurs des d’enseignements peuvent paramètres de l’expérience. i) Structure hyperfine, largeur des résonances Il est premier lieu manifeste que la structure hyperfine de 6P 3/2 en la moindre ambiguïté de la mesure largeur les trois des pics résolue, de la fluorescence inhibée pics auxquels l’étude en est fonction de la pression de césium (fig. II-20) on distingue sans nous a est habitués. La compatible avec la dépendance de l’élargissement collisionnel en fonction de la densité atomique observée sur l’expérience utilisant l’excitation continue (cf. § II-2), ceci n’est vrai que si l’on sélectionne les A basse larges. comme on s’y attendait d’ailleurs. Notons toutefois enregistrements faits à Ceci peut s’expliquer compte tenu de la nature et à saturation faible. gain faible pression cependant, quand l’élargissement collisionnel faible, les pics est que restent assez de l’excitation d’une part et impulsionnelle de la détection d’autre part. Diminuons par moins bien 21). exemple la durée de l’impulsion sonde, la fréquence définie, les pics d’amplification Sur le spectre enregistré avec une doivent s’élargir, c’est impulsion sonde courte ce on de cette que confirme impulsion est alors l’expérience (fig. II- même que la forme des s’aperçoit pics est altérée, ce qui est dû à ce que la transformée de Fourier d’une fonction rectangulaire comporte des oscillations qui subsistent malgré sa convolution à Soustrayant quadratiquement 13 de détection tion de la largeur spectrale arrivés à cette 13 FWHM (~ d 039403BD largeur 25 MHz pour 20 époque. Le schéma et la pics la contribution de la durée finie largeur collisionnelle, (égale à 039403BD ex x on sonde v ex v obtient la contribusoit /2.72). ex 039403BD Le est donc le suivant: Cette méthode n’est pas exacte compte tenu de autre ns) la forme de raie "naturelle". totale des ex du laser d’excitation 039403BD la forme d’au moins l’une d’entre elles une la avec expression, celle-ci donne ce que toutes les contributions ne sont pas (celle du laser) n’est pas connue exactement, il n’y une estimation raisonnable. 100 gaussiennes. Comme aurait pas de sens à chercher Fig. II-20 : Largeur des résonances en fonction de la pression de césium. La droite est déduite des mesures réalisées avec excitation continue. A basse pression la largeur de Fourier associée à la durée finie de l’excitation et de la détection domine. résultat obtenu : FWHM ex 039403BD ~ 45 MHz est compatible avec de Fourier. Toutefois si cette limite était vraiment atteinte largeur extrapolée àp cs = 0 soit un peu plus faible lieu de 55 MHz. Ce désaccord peut avoir trois biner les largeurs n’est-elle pas appropriée (cf. note), sous-estimons la nous largeur spectrale n’étions pas on que celle ou aux en mesure ce par la transformée que la valeur de la observée, c’est-à-dire ~ 35 MHz la méthode utilisée pour au com- bien les spectres utilisés pour extraire les très faibles d’extraire du laser d’excitation mais par 101 imposée s’attendrait à origines : peut-être points expérimentaux de la figure II-20 contiennent d’élargissement radiatif que la limite un pressions avec de césium précision. Ou facteur une part encore nous qui n’atteint pas 2. vert soit cette étude apporte la preuve la Quoiqu’il en pulsé qui excède tout à fait adaptée à assez peu (certainement plus directe d’une largeur spectrale moins de deux l’expérience projetée qui exige à la fois des la limite de Fourier et impulsions (abrégée par les collisions à ~ 30 ns) et une largeur spectrale hyperfine de 6P ex « vert 3/2 (039403BD 0394W ~ 550 MHz). IR 03BB 03BB P3/2 de vie de 7S structure fois) du laser se révèle brèves devant la durée étroite pour résoudre la Fig. II-21 : Spectre d’amplification enregistré avec deux durées différentes de l’impulsion de détection : a) 12 ns ; b) : 20 ns. La forme des résonances est modifiée en a) par la T.F. de la fonction rectangle de l’impulsion de détection. E = 280 V/cm ; n cs = 2.7 10 ; énergie des impulsions vertes :~ 1 mJ. 3 at/cm 14 ii) Grandeur du gain réalisable à résonance Le spectre de la figure II-19 montre bien faisceau ressort 14 Il s’agit : le . plus intense qu’à l’entrée 14 ici de l’effet LASER Radiation, qu’il qu’à résonance il y a amplification du faisceau sonde est amusant au sens d’obtenir dans étymologique un du terme, système pompé 102 Light Amplification by Stimulated sur une Emission of transition aussi violemment interdite... Ceci est à distinguer faisceau sonde était par toujours plus absorbé qu’amplifié. L’excitation pulsée, associée à impulsion sonde une température de la situation de la fluorescence inhibée : pour la même courte permet de diminuer nettement l’absorption parasite une le détection par les atomes . 3/2 6P L’excitation pulsée apporte d’ailleurs autre un changement notable par rapport à la situation précédente : le signal a été considérablement augmenté, la variation d’intensité du faisceau sonde est -5 (pour un champ de 2000 V/cm) à quelques dixièmes, voire même quelques passée de quelques 10 unités, et cela pour des champs qui C’est bien là le résultat que sont nettement escomptions nous et plus faibles (280 V/cm pour la duquel l’excitation pulsée en vue a figure II-19). été préférée à l’excitation continue. iii)Absorption par l’état 6P 3/2 Nous de voir que l’utilisation de venons l’interrupteur optique sur le faisceau sonde permet meilleure efficacité de la détection. On peut confirmer l’importance de sonde une Ainsi "porte optique" on observe en modifiant sa qu’un allongement notablement la hauteur des durée ou son découper ainsi dans le faisceau délai d’ouverture. de la durée de la porte augmente pics d’amplification. Par une contre le gain net l’absorption sans modifier à résonance est évidemment diminué. On peut aussi modifier le délai qui citation et suivre l’évolution de l’absorption étant assez de la Elle est figure II-19. issues du niveau faibles, en 7S, F’ qui Quand on atomes leur mesure en précise n’est pas celui que en un de la porte de l’impulsion d’ex- l’absorption (figure II-22). Les valeurs de n’est pas possible accordant le laser sonde peuple optique sur un sur spectre tel que celui les transitions hyperfines directement le laser d’excitation : le spectre spectre d’absorption de largeur Doppler auquel participent qui peuplent 6P 3/2 (cf. § II-2). retarde l’ouverture on note que d’observer la diminution du nombre d’atomes trouvée, et de l’amplification fait réalisée obtenu consiste alors seulement uniquement les sépare l’ouverture l’amplification diminue : 1/2 7S 26 ns, est inférieure à celle d’un atome 103 fait rien d’autre que due à la durée de vie de cet état. La valeur seul, ~ collision Cs 2014 Cs qui raccourcissent la durée de vie. on ne 48 ns, c’est très probablement l’effet des Fig. II-22 : Variation de l’amplification (croix) et de l’absorption (ronds) avec le délai l’impulsion d’excitation et celle de détection : on voit le niveau 7S se vider et le niveau 3/2 se remplir. Les courbes en trait continu et en tirets sont deux exponentielles de même 6P entre constante de temps r = 26 ns. L’origine des délais correspond au cas où la porte optique s’ouvrirait à l’instant du maximum accessible en pratique. Transition de l’impulsion d’excitation. Cette situation n’était 280 V/cm : n 2.7 x 3 4 ~ 4 ~ 5. E cs 14 10 at/cm ;pasl’impulsion d’excitation dure environ = 10 = ns. Pendant que l’amplification diminue, l’absorption augmente, la durée caractéristique étant siblement la même : au fur et à mesure dans 6P. En effet l’étude réalisée en que les atomes excités "tombent" de excitation continue 104 nous a sen- 7S, ils s’accumulent appris qu’à des échelles de temps inférieures à 1 03BCs l’état 6P se comporte également instructif d’étudier l’influence d’amplification sité à résonance l’absorption de la s’il était métastable. pression de césium commencent par croître n’augmente plus. Simultanément avec comme (pour que se bâtisse complètement la population 7S), il est A délai fixé à la valeur minimum 20 ns Les résonances pratique en (2.3 cs entre 10 et 40 mTorr p vient difficile de trouver les résonances fines qui on l’amplification et l’absorption. puis s’élargissent observe à 9x10 14 se sur une et à augmentation détachent durée brève de la détection Malgré la semblables à celles rencontrées lors des Au-delà d’une certaine densité la conclusion directement jeu est non sur un donc § détail dans la en II-4. fond d’absorption traité 14 atomique ~ 2.3 x 10 effet profondeur quasiment nul conditions retrouvons alors dans des (p 3 at/cm cs = 10 mTorr), on est conduit à caractéristiques de cet effet ont été configuration de champ E parallèle aux faisceaux, nous y reviendrons cherche à augmenter le Lorsqu’on présentés précédemment qu’ils ont sur premier fait appel II-23 : figure plus signal d’amplification sérieuse à la densité en faisant croître la densité optimale. avec la les à ce ont fait l’objet de deux traitements avant d’être affichés figures. que nous appelons "technique du bipulse". Son utilité est illustrée sur les figures II-23a et II-23b est représenté le même spectre respectivement technique du bipulse et du laser d’excitation celle un de Utilisation des "bipulses" la forme par la de qu’à l’instant d’ouverture de la porte optique préexiste une population dans l’état 6P 3/2 Les spectres Le prononcée de fluorescence inhibée. expériences de césium cet effet constitue la limitation la sous nous nous résonnant vis-à-vis de la fréquence du laser vert. Les plus iv) très apportée par l’excitation verte pulsée. Comme le montre l’expérience, le processus mis en étudiées au stade leur inten- ). A cette dernière pression il de3 at/cm sensiblement voisine, le résultat net absorption + amplification conduisant à à résonance. ce non pas une non traité. Cette mais deux technique consiste à envoyer à chaque impulsions sonde, l’une juste après le laser vert, tir c’est qui fournit le signal d’amplification, l’autre environ une milliseconde plus tard pour fournir une référence. Les spectres à l’aide du pulse où Si est le présentés dans cette partie représentent le coefficient d’amplification évalué de référence immédiatement consécutif signal associé à la 1ère impulsion et 105 au pulse amplifié : on 2 à la deuxième. De la S calcule 1 (S -2 )/S S sorte les fluctuations d’intensité du faisceau sonde qui sont lentes à l’échelle de la milliseconde sont très bien éliminées. Les fluctuations causées par les mouvements de convection de l’air autour de la cellule chaude ont sur le bruit un effet similaire et sont éliminées de la même façon, car elles sont très lentes. Fig. II-23 : Intérêt de la "technique du bipulse". a) Spectre tracé en ignorant la mesure relative au deuxième pulse d’un "bipulse", on ne fait pas le rapport signal/référence. Les ondulations reflètent l’effet d’étalon qui a lieu dans la fibre de l’interrupteur optique et qui modifie l’intensité de la sonde au cours du balayage en fréquence. b) Même enregistrement tracé en prenant en compte le deuxième pulse, faire le rapport signal/référence à chaque tir : "technique du bipulse". Il s’agit du même enregistrement que sur la figure II-19. Sur la figure II-23a, l’effet des fluctuations de effet d’étalon dans la fibre optique sinusoïdalement en qui ce type est simulé de et qui permet de façon spectaculaire par un amène le faisceau sonde : l’intensité du faisceau est modulée fonction de la fréquence. Cette modulation qui déforme disparaît totalement quand on applique la "méthode des bipulses" : exempt ce pourtant il s’agit du même ensemble de Le second traitement des spectres fait complètement le spectre le spectre II-23b en est totalement mesures. simplement appel à une technique de moyennage. Les points des spectres présentés sont le résultat d’un moyennage sur 10 coups consécutifs, ce qui donne à 106 la détection une constante de temps de 0.8 s donc comparable à celle utilisée lors de l’enregistrement des spectres de fluorescence inhibée : aussi bon. Sans moyennage on a on peut constater que le évidemment tir à tir de l’intensité du laser vert se une situation faisant alors sentir rapport signal sur bruit est ici un peu moins au moins bonne, les fluctuations de (Fig. II-24). Fig. II-24: Spectre d’amplification non moyenné : il y a dix tirs par pas s’agit du même enregistrement que sur la figure II-19 où chaque point était horizontal. Il le résultat du moyennage des dix tirs. c)Trois régimes d’amplification Plusieurs donc sur paramètres sont Parmi l’amplification. ces grandeur du champ électrique Stark E très commode. Son effet et il en est de même en s’interprète pratique sur l’inversion de paramètres l’énergie des impulsions d’atomes peuvent avoir des effets secondaires la de jouer susceptibles sans population 7S - révèle un paramètre très simple complication : la population 7S pour l’inversion de 107 population 7S - 6P et du laser vert et la densité complexes comme nous venons de l’indiquer. se 3/2 6P est et un Par contre outil d’emploi proportionnelle à E 2 tant que p cs n’excède pas 10 mTorr. En de gain jouant sur la grandeur du très nettement différentes : celle excités, celle de superradiance déclenchée de il est champ possible de placer d’amplification linéaire pour les le système dans trois situations pour les faibles densités d’atomes et voire même dans certains cas celle régimes parfaitement disjointes, on peut plus fortes superradiance spontanée. Bien évidemment n’avons pas là trois classes de nous fait passer de manière continue d’une situation où les atomes en faisceau sonde à celle où l’amplification du atomes, i) bâtit et accélère la se Etude succincte de la superradiance Par définition on dipôle macroscopique, un désexcitation, participent individuellement ce somme des dipôles à de tous les qui correspond à la superradiance [75,76]. spontanée n’a pas de contrôle de l’émission induite lorsque produit se la superradiance spontanée et le caractère intrinsèquement très aléatoire de ce phénomène le prive de toute la stabilité requise pour c’est dans ce parvenir but que était totalement à nous masqué avant le détecteur était être émis dans volume une un l’avons étudiée succinctement. Pour réaliser cette étude le faisceau sonde en de l’interrupteur optique. de manière à optimiser le ajustée La contient ici position de la lentille placée juste signal de superradiance spontanée qui peut -2 angle solide relativement large, quelques 10 rd plusieurs lobes (compte tenu de la géométrie du de diffraction). d’exemple la figure II-25 montre que le seuil est assez bas, il correspond à un assez faible nombre d’atomes excités ~ 6 la amont émetteur, l’angle géométrique A titre La détection sensible. C’est pourquoi il est essentiel de savoir l’éviter et 8 dans un volume émetteur de 30 mm de long et 10 quasi absence de déphasage Doppler entre les dipôles (résultant de la faible 1 mm de diamètre. largeur spectrale de excitatrice) explique la valeur basse de ce seuil. Au-dessus d’un second seuil, plus élevé, la superradiance a également lieu vers l’état 6P 1/2 (on peut isoler cette émission à l’aide d’un filtre). source Le seuil est plus haut et le nombre de photons émis plus faible (noter la différence d’échelle) tout simplement à cause de la différence des forces d’oscillateur. Il est à noter que l’émission superradiante spontanée donne lieu à un rendement de détection inférieur à celui la superradiance déclenchée le choix de la transition (la qu’on différence n’excède tout de même pas hyperfine de détection. 108 un a avec facteur l’amplification 10) et on n’a ou plus Fig. II-25 : Nombre de photons émis par pulse dans le cas de la superradiance spontanée fonction du carré du champ électrique (échelle du bas), c’est-à-dire du nombre d’atomes en (échelle du haut). Echelle de gauche, croix : émission vers 6P . 3/2 Echelle de droite, ronds : émission vers 6P . elles sont 1/2 Les deux émissions sont possibles simultanément, séparées en sortie de cellule par des filtres. cs = 1.4 n 3 at/cm 14 10 ; énergie des impulsions vertes de pompe : 1 mJ. 7S créés - - La figure II-26 indique la variation superradiance spontanée avec le carré du champ du délai de électrique, c’est-à-dire le nombre d’atomes excités. Comme on s’y augmente mais le délai . 3/2 6P pour l’émission La valeur limite photodiode (diam. 1 situations où le milieu (~ mm). 15 ns) Avec vers 1/2 6P observée une superradie avant sur reste la toujours plus long figure photodiode rapide même la fin de 109 attend il décroît est ici due nous avons au quand ce nombre que pour l’émission vers temps de réponse de la ultérieurement observé des l’impulsion pompe. Une deuxième impulsion Fig. II-26 : Délai de superradiance spontanée a) superradiance à 1, 47 pm vers 6P ; 3/2 b) superradiance à 1, 37 pm vers 6P . 1/2 Pour les délais cs n = 1.4 x 20 ns, la ~ moins intense peut succéder à la phénomènes Il ainsi que la émission induite tant que première du fait effet que que la superradiance spontanée l’impulsion sonde l’apparition de superradiance spontanée superradiante nous champ électrique. est population 7S semblables ont été décrits dans la thèse de P. Pillet apparaît l’émission fonction du carré du limitée par le temps de réponse des des impulsions vertes de pompe : 1 mJ. mesure 3 at/cm 14 10 ; énergie en est recommence une en à doit pas venir troubler les pratique extinction bâtir (des mesures par se [77]. établie suffisamment tôt. Dans est aussi déclenchée associée à ne photodiodes. l’expérience présente rendue très peu incomplète de probable du fait de l’interrupteur optique, discutons maintenant. ii) Manifestation de la superradiance déclenchée Les que fait changements apparaître dans la superradiance festent de diverses manières : l’émission à l’autre dans le se produit plus tôt et un déclenchement externe mani- présente une reproductibilité d’un tir retard, la durée et la grandeur de l’impulsion émise, qui 110 se contraste tout à fait avec les Fig. II-27 : Exemple d’une impulsion de superradiance déclenchée par les "photons de fuite" de la porte optique qui vide totalement le niveau 7S avant l’ouverture de la porte. Quand la porte s’ouvre, il n’y a plus aucune amplification possible. Le tracé en pointillé représente le signal en l’absence de faisceau vert, montrant la porte optique. E = 860 cs V/cm : n = 1.5 x 3 at/cm 14 10 ; énergie des impulsions vertes de pompe puissance du faisceau découpé fortes fluctuations cas on peut raccourcir le délai jouant soit si la caractéristiques sur en par l’interrupteur optique : de l’émission L’enregistrement eu de la ~ 600 03BCJ, 03BCW. superradiante spontanée. Comme dans augmentant le gain du milieu. Mais l’intensité du faisceau sonde soit superradiance n’a pas 200 encore sur on en est ce dernier maître aussi en l’instant d’ouverture de la porte optique, lieu avant. figure II-27 représente justement 111 une impulsion de superradiance qui précède l’ouverture de la porte optique. Néanmoins en l’absence de faisceau sonde complète éteint par exemple) l’impulsion ne se serait pas produite, ou alors beaucoup plus aurait été beaucoup moins intense. Nous sommes donc dans des conditions où il ce soit quelques microwatts) qui suffisent largement à bâtir l’impulsion détectée. très élevée du aux gain au pic (~ 5000) quasiment vider optique, il ne se la - précis détache aucun 30 effet net ns). clairement apparaît l’expérience présente et sur une gamme du a déjà gain grâce à la ce cas l’impulsion a 7S, pour effet du faisceau sonde. été étudié par ailleurs une certaine transition très sur une malgré le rallongement ns puisque lors de l’ouverture de la porte niveau 7S ont tout de même pompage du niveau excité large au 5 On peut noter la valeur brève que la durée de vie de l’état On voit aussi que dans d’amplification superradiance au l’inversion de le (~ impulsion, ~ beaucoup plus population appartenant Le déclenchement de la réalisées dans et la brieveté de cette est donc photodiodes. L’impulsion même raccourcie par les collisions de tardivement et elle photons transmis par l’interrupteur optique fermé (quelques millièmes du flux incident sont les que dû (laser originalité qui interdite, du grandeur [75][78]. ce Les circonstances tient : qui autorise un champ électrique qui n’agit contrôle que sur population sans modifier les autres paramètres importants et en particulier sans altérer déphasage entre dipôles atomiques - à l’utilisation de la porte optique qui dans de contrôler le délai d’émission : dans tous les au défaut d’exctinction de Un examen signal déclenchée et au déclenchement certain domaine de où gain (pas trop élevé) permet l’impulsion déclenchée par le flux lumineux dû serait plus tardive que l’ouverture de qu’elle correspond de ce point de vue à ce moment où la complet de porte optique s’ouvre, le dipôle l’impulsion superradiante du se a déjà commencé fait alors immédiatement et régime d’amplification linéaire à celui de superradiance à dernier. limite : le un cas effet à augmenter avant l’ouverture de la porte, c’est le début d’une iii) Passage continu Optimisation cas l’interrupteur optique attentif de la figure II-28 montre commence en un impulsion se bâtir, le complètement. déclenchée. de l’intensité du faisceau sonde L’existence de différents régimes d’amplification sation de l’intensité de la sonde quant à l’effet a physique des conséquences importantes que nous sur l’optimi- désirons observer. Nous voulons vider efficacement le niveau 7S et pour cela il faut saturer la transition 7S. 3/2 6P 112 Fig. II-28 : Impulsion de superradiance déclenchée par la porte optique. Le tracé en pointillé représente la porte optique seule, en l’absence d’amplification. E = 400 V/cm ; 1.5 x 10 cs n 3 at/cm 14 ; énergie des impulsions vertes de pompe : 600 03BCJ ; puissance du faisceau sonde découpé par l’interrupteur optique : 200 03BCW. = Quand la densité d’atomes excités est suffisante pour qu’ait lieu la superradiance déclenchée, le dipôle de transition devient au lieu du dipôle individuel de chaque atome le dipôle global de la collection d’atomes, on montre alors [76] que l’intensité nécessaire pour saturer la transition est faible. L’étude de sonde que l’on expérimentale l’amplification découpe (figure II-29) nombre d’atomes excités et d’autre en beaucoup plus fonction d’une part de l’intensité du faisceau part du carré du champ électrique, c’est-à-dire du (figure II-30), fait apparaître le passage progressif de l’amplification linéaire 113 à la à déclenchée superradiance une le passage ou encore atomique, la seconde requiert figure II-29 : dans alors 320 qu’à champ un V/cm de 200 un flux beaucoup V/cm il faut émission atomique individuelle que si le faisceau sonde est saturant pour la première n’est probable émission collective. La transition progressif d’une plus faible. Ceci est très visible sur la 2 mW pour saturer à moitié la transition induite le nombre d’atomes excités est passé 8 10 à 6.4 et il suffit de 1 mW pour saturer complètement l’émission, on est passé d’un régime d’amplification encore presque linéaire au régime de déclenchée. superradiance L’examen de la d’amplification coefficient figure II-29 montre paramètre qui caractérise le que le encore de la vapeur est la pente des courbes à 0 introduit A début de cette en partie. On l’origine voit que (d0394s dn ) s ce sonde=0 I coefficient mieux le qui n’est est (même à très basse saturation si le milieu est superradiant, c’est le cas pour E égal à 1 dès les premières valeurs du champ essayées : 240 V/cm ! Notons que la cas zone d’interaction est suffisamment où la densité d’atomes est insuffisante pour excités, pour E et par = conséquent l’amplification, 260-280 devenir saturant s’apparente sens que la à ce longue (~ 3 cm) autre que le d’amplification saturation pour que ce pouvoir à basse = 320 V/cm) soit possible le qu’il y ait superradiance mais où le nombre d’atomes sont grands : c’est par exemple le cas sur la figure II-29 V/cm. Un faisceau d’intensité non saturante à l’entrée de la cellule peut d’ailleurs au cours qu’on a de son vapeur. Cet effet de appelé "amplified spontaneous emission" superradiance dont il plus l’intensité requise trajet dans la est d’ailleurs difficile à ou propagation ASE non [79] joue linéaire qui dans le même distinguer : plus l’amplification est forte, pour vider l’état 7S est faible. d)Sensibilité à l’anisotropie de l’état 7S i) Mesure de dichroïsme circulaire Nous avons dit au chapitre II-2 qu’une orientation est produite dans l’état 7S lorsque le laser d’excitation est polarisé circulairement : elle résulte de l’interférence entre les amplitudes de transition Stark associées respectivement induit au aux parties scalaire et vectorielle de la polarisabilité qui relie le dipôle champ électrique. Cette orientation de l’état excité joue sur l’efficacité de l’émission induite 114 lorsque le faisceau II-29 : Saturation du signal d’amplification par le faisceau sonde : on a porté, pour plusieurs valeurs du champ électrique, le nombre de photons induits en fonction de l’intensité du faisceau sonde que découpe l’interrupteur optique (échelle du bas) ou du nombre de photons sonde incidents (échelle du haut). Les données ne sont pas corrigées de l’absorption par la vapeur qui est importante (~ 30%). cs n ~ 7 x 10 3 at/cm 14 ; énergie des impulsions vertes ~ 400 03BCJ ; durée d’ouverture de la porte optique : 20 ns. Fig. sonde est lui aussi polarisé circulairement : on observe un dichroïsme circulaire du gain, l’amplification mesurée avec une Pour + polarisation 03C3 mesurer ce n’est pas la même dichroïsme circulaire nous qu’avec une polarisation utilisons notre polarimètre 03C3 . 15 suivant le montage de la 15 De même qu’elle affecte les gains vus par les polarisations circulaires orthogonales, l’orientation 115 affecte aussi les Fig. II-30 : Nombre de photons recueillis en fonction du champ électrique, c’est-à-dire du nombre d’atomes excités à intensité sonde constante. cs n ~ 6 x 10 3 at/cm 14 ; énergie des impulsions vertes d’excitation ~ 400 03BCJ ; intensité du faisceau sonde : 0.4 mW ; durée de l’impulsion sonde : 20 ns, n 8 photons. s = 0.6 x 10 figure II-31, en le faisant polarimètre. Cette photodiodes indices : la vapeur par lame transforme le opposé sur chacune des l’une des précéder deux voies une lame 03BB/4 polarimètre dont les axes à deux voies sont orientés à 45° de en un + (cf. III-5) : quand le faisceau est 03C3 alors que c’est l’autre qui la reçoit pour un analyseur circulaire toute ceux de du sens l’intensité est reçue par faisceau 03C3 ; un faisceau polarisé présente un pouvoir de rotatoire (cf. II-2). Dans l’hypothèse linéaire la dépendance spectrale de pouvoir rotatoire est en forme de courbe de ce dispersion reliée à celle du dichroïsme par des relations de Kramers-Krönig. 116 2 : détecteur (photoFig. II-31 : Utilisation du polarimètre en analyseur circulaire ; Di, D ; PBS : cube séparateur de polarisation ; 03BB/4 : + et S diodes) qui fourniront les signaux S lame quart d’onde dont les axes sont à 45° de ceux du cube séparateur. La polarisation est + et par des flèches indiquée par des flèches pleines dans le cas où la lumière incidente est 03C3 . en tirets dans le cas où la lumière est 03C3 linéairement est par contre divisé sa en deux parties de même intensité quelle que soit l’orientation de polarisation. Le dichroïsme de la vapeur est mesuré très polarisé linéairement circulairement" à chaque - du faisceau : les deux composantes 03C3 + et 03C3 égales à l’entrée de la cellule, La différence des simplement signaux sont d’intensités différentes mesurés par les deux en 117 en sonde, qui sortie à cause photodiodes S + -S (figure II-32). tir utilisant un faisceau sont alors d’intensités du dichroïsme du donne "l’intensité gain. polarisée II-32 : Fig. Spectre de dichroïsme circulaire (transition excitée sur 4 ~ 4, détectée sur 3 at/cm 14 10 ; 4 ~ 5, 4 ~ 4 et 4 ~ 3). E = 280 V/cm ; n cs = 2.7 x énergie des impulsions vertes ~ 1 mJ ; durée de la porte optique : 20 ns ; intensité du faisceau sonde : 0.42 mW. La mesure d’une anisotropie angulaire de l’état excité par l’intermédiaire du dichroïsme associé présente entre autres avantages sur celle d’une population par l’intermédiaire de l’amplification celui, très important, d’être beaucoup plus sélective. Cette ulaire par les où enregistrements de l’absorption par les atomes la 3/2 6P figure II-33, est supériorité est illustrée de façon assez spectac- effectués dans des conditions grande et l’amplification au "d’amplification" a) on distingue à peine les trois composantes : fond contraire un peu particulières petite. Sur le spectre même la plus haute ne ressort pas du d’absorption, quant à la plus faible, elle est quasiment impossible à distinguer de la modulation de l’intensité sonde. Evidemment dans technique du bipulse qui n’est pas ce dernier employée ici, cas les choses auraient pu être améliorées par la mais même 118 sans y avoir recours, on peut observer + -S peine le dichroïsme : le spectre b) qui représente le signal différence S sans distingue facilement les deux composantes 4 2014 5 et 4 - petite plus est difficile à élargie et empiète continue d’utiliser la on dispose à chaque tir de quatre sont les issus de la sonde amplifiée et à correspondant issus signaux exemple la voie + sonde de référence photodiode 4 2014 4 centrale laquelle cet qui on est très enregistrement a été elle. partir desquels photodiode de l’impulsion de la à sur témoigne, technique des bipulses qui permet de s’affranchir d’un certain nombre de bruits instrumentaux dûs par signaux élevée à distinguer parce qu’à la pression fait la résonance 4 2014 5 est très En temps normal 3, la composante en (1 aux on fluctuations d’intensité des lasers. On reconstitue le dichroïsme : correspondant respectivement ms 1plus tard) ; S et 2S à 1+ S et 2+ S l’impulsion sont les signaux de la voie 2014. En formant le rapport de la "double différence" sur la "référence somme" : élimine les variations de tir à tir de l’intensité du faisceau sonde . 16 on Mais puisque rapport ce est aussi égal à: on élimine aussi de l’optique placée sur le faisceau sonde (à laquelle cette configuration est également sensible, cf. III- 5) : à par cause éventuel défaut d’équilibrage du polarimètre, ainsi que l’effet de la exemple la biréfringence des fenêtres de la cellule. Ces défauts qui peuvent de légers bipulse ils n’ont L’intérêt de 16 un déplacements pas eu le temps de mesurer Quand l’amplification du faisceau sonde sont éliminés grande, entre les deux varier de tir à tir composantes d’un changer. le dichroïsme est car biréfringence par à chaque tir, exemple ations du laser d’excitation, à construire le rapport : à ce résonance, 119 que permet l’utilisation d’un on a intérêt, pour éliminer polarimètre à complètement les fluctu- Fig. II-33 : Exemple de spectre montrant la bien meilleure sélectivité du signal différence (dichroïsme) que du signal somme (amplification). a) "amplification" : l’absorption domine, la modulation de l’intensité du laser sonde cache la plus petite résonance. b) dichroïsme : le signal sort très largement du bruit. Les conditions d’enregistrement de ces spectres étaient un peu inhabituelles : E 65 V/cm ; = cs n = 9.5 x . 3 at/cm 14 10 120 montre l’utilité de mesurer le dichroïsme à chaque impulsion : on ici utilisé le même ensemble de mesures que pour la figure II-32, mais plutôt que de faire la - à chaque tir, on a fait la différence S différence S + -S [i]- S- [i -1] du signal mesuré par + une photodiode à un tir et de celui mesuré par l’autre photodiode au coup précédent : on simule ainsi ce qu’on ferait avec un analyseur à une voie, basculé d’une orientation à l’autre à chaque tir. Les fluctuations d’intensité du laser sonde, ici la source dominante de bruit, donnent lieu à un bruit uniforme. Fig. II-34 : Cette figure a deux dû voies, aux est encore plus grand et a déjà été mentionné : on élimine ainsi le bruit très important fluctuations d’intensité du laser d’excitation ainsi qu’aux fluctuations à haute fréquence (~ 1 kHz) de l’intensité du faisceau sonde qui ne sont pas supprimées par la technique du bipulse. Supposons par exemple qu’au lieu de mesurer à chaque tir 2+ 1- on mesure S S , 21+ S , S et ,S 1+ et 2+ S au tir numéro i et 1S et 2S au tir numéro i + 1, 121 on calculerait alors le rapport : II-35 : Effet des fluctuations d’énergie des impulsions d’excitation. Ces enregistrements en champ E longitudinal, il s’agit de pouvoir rotatoire au lieu du dichroïsme. + - S- est calculée à chaque tir ; a) signal du pouvoir rotatoire : la différence S - est calculée en prenant la valeur de S+ + -S b) signal de pouvoir rotatoire : la différence S mesurée au coup i et celle de S - au coup i-1. Les fluctuations masquent totalement le signal (noter la différence d’échelle avec a)) ; c) signal d’amplification : c’est quand il est le plus grand que les fluctuations de l’énergie des impulsions du laser vert se font le plus sentir sur le signal différence en b). Fig. ont été faits C’est sur ce les qui a été fait sur la figures II-34 et II-35b figures II-32 et II-35a respectivement. laser sonde dominent et sur les figure II-32). le spectre est observe on Dans le à plus bruyant reconstitue le dichroïsme à cas un de la en Dans le cas figure mesures de la figure II-34 les fluctuations spectre uniformément bruyant que rapides du (beaucoup plus bruyant que II-35b les fluctuations du laser d’excitation dominent, Dans les 17 résonance. chaque utilisant les mêmes ensembles de deux cas le bruit est bien moindre quand on tir. ii) Propriétés et forme spectrale du signal de dichroïsme Un certain nombre de tests nous ont permis de vérifier que le signal mesuré est bien le dichroïsme attendu : tout d’abord il s’annule (lame 03BB/4 enlevée), ensuite il s’inverse bien quand on change le signe de l’hélicité du faisceau d’excitation (il suffit de tourner la lame 03BB/4 de 90°), 17 Pour des raisons techniques champ longitudinal. C’est ici il sans en excitation linéaire s’agit là de mesures de pouvoir rotatoire, effectuées d’ailleurs importance. 122 en configuration de de signaux correspondant des plus les signes relatifs lorsque l’amplification est faible, les enfin hauteurs de attendus. On obtient des spectres tout à fait inhibée. Comme dans qui affecte le spectre Ceci confirme que la En qui ce ce dernier cas composantes ces à ceux sont bien dans les nous que rapports donnait la fluorescence le spectre est exempt de la composante large (fond Doppler) marquée selon la densité de césium. la détermination de plus dans population thermalisée concerne différentes composantes sont aussi les bons, comparables de manière d’amplification aux ce moins ou 3/2 6P n’a pas d’orientation moyenne. dichroïsme en grandeur absolue on rencontre plusieurs difficultés : i) le signal de dichroïsme doit être normalisé par le signal d’amplification. Ce dernier est entaché d’incertitude à résonance du fait de l’extraction délicate du fond Doppler (cf. plus haut). ü) la saturation par le faisceau sonde affecte différemment les signaux de dichroïsme et d’amplification : c’est iii) un un problème de même si le gain milieu optiquement En est épais nous avons déjà rencontré de l’effet trouve être celle avec précision des Lorsque la vapeur est est avec précédemment. le faisceau une sous l’effet de la propagation 0.1. La méthode été faites paramètre en signe une en qui se permet manifestement pas 03B2/03B1 [54] d’incertitude énumérées ci-dessus de violation de la parité. Comme cela a déjà été avec une optiquement épaisse plus grande probabilité les photons de po- donné (signe qui dépend du reste de la composante hyperfine sur sonde). Il en résulte que le faisceau sonde initialement polarisé lorsque qui, du fait de ne et ainsi, cela apparaîtra clairement dans la suite. polarisation Mais gain continu pour déterminer causes dans (cf. § iii) ci-dessous). valeur pour le dichroïsme circulaire que toutes les orientée, elle émet accordé le faisceau linéairement acquiert décrit signaux de l’asymétrie par propagation dans la vapeur larisation circulaire d’un laquelle du mesure est heureusement bien iii) Amplification = expériences qui avaient être évitées dans la en obtient prévue pour 03B2/03B1 (la précision était 1%). Il est donc important suggéré il la fluorescence inhibée. affecte la valeur apparente du dichroïsme d’absorption Doppler, on compatible d’atteindre la puissent des élevé, l’amplification avec retenant que les données les moins affectées par les effets de saturation et de ne corrigeant que sa circulaire de la vapeur est ce signe privilégié, c’est le dichroïsme circulaire optiquement épaisse, elle interagit de polarisation altérée, acquiert donc 123 une raison nouveau supplémentaire de privilégier encore une fois s’attend donc de la sorte à de la vapeur devient gain Dès que i) une que l’effet de dichroïsme circulaire tende à d’amplification l’amplification n’est pas très E transverse, se exemple régime de On sait en où est le où le sur la figure de la effet sur compétition la transition 4 2014 5 de [75] que la largeur qui dans est parité (cf. II-1) cette expérience pulsée, avec une con- des valeurs relativement très basses du l la avec un disparition assez grand pour , champ 18 entre l’émission résonnante sur qu’on soit quasi absente de la résonance 4 2014 3 peut de bande dans doute sans 4 2014 3 et l’émission laquelle la superradiance déclenchée a lieu est par spontanée (~ 50 ns), 03C1 la densité d’atomes longueur gain déformé : la résonance 4 2014 3 est d’interaction (~ 30 mm). car c’est en 150°C), le coefficient d’amplification à basse saturation A 0 124 excités 11 10 (~ 7 On trouve T SR ~ 0.1 ns 3dans at/cm et 039403BD ~ 1 GHz. définitive la grandeur que nous mesurons, (composante 7S, F Pour une valeur typique de l’énergie des impulsions d’excitation = de violation de la qu’il gain 6 fois plus élevé dont le dichroïsme est de signe opposé. temps de superradiance donné figure), La élargie. est la valeur du taux de dichroïsme à résonance soit t ce produit pour Plus importante que la forme des spectres, 18 l’asymétrie II-36 le spectre obtenu le résultat d’une est la durée de vie cas faible, superradiance déclenchée, il est très comme résonnante SR T sur effet parce du taux de dichroïsme. alors que la résonance 4 - 5 est très non attendu cet le déformation des spectres de dichroïsme et On voit par s’expliquer s’autoamplifier lorsque observé : ii) une amplification dans le ce on analogues. figuration de champ nous avons lors de l’émission induite : même état de important. Il nous paraissait important d’observer de même nature que l’effet dans des conditions polarisation circulaire ce et = 4 ~6P ,F 3/2 de la densité de césium vaut 1 dès que le champ = 5). La figure II- 14 (1 mJ, 2 x 10 atteint 220 3 at/cm V/cm. Fig. II-36 : Exemple de spectre obtenu à très fort gain. a) "amplification", il s’agit plus en fait de superradiance déclenchée ; b) dichroïsme circulaire. 37 montre que ce taux peut être amplifié par un facteur presque deux même pour des amplifications . relativement modestes 19 Dans le (E = cas 560 le plus extrême de superradiance déclenchée par la porte optique que nous ayons observé V/cm), le dichroïsme atteint 30% soit 3 fois la valeur correspondant au régime linéaire. 19 Sur la figure la correction pour l’absorption à résonance discutée plus haut n’a pas été faite, ce qui explique qu’à très faible et de son amplification les valeurs indiquées dépassent les 10% attendus. Lorsqu’on incertitude, le résultat redevient compatible avec 10%. 125 tient compte de cette correction Fig. II-37 : Amplification de l’asymétrie dans la vapeur optiquement épaisse : taux de dichroisme en fonction de l’amplification. L’incertitude grande aux faibles amplifications résulte de l’incertitude sur la normalisation : le signal d’amplification devient difficile à extraire. cs n ~ 6x énergie des impulsions vertes ~ 600 03BCJ : intensité du faisceau sonde : 2 mW ; durée de la porte optique : 200 ns ; E : 200 à 300 V/cm. 3 at/cm 14 10 ; 5) Conclusion Cette première expérience peut être rendue en impulsions tout à fait observable et nous a en premier lieu montré que l’émission induite qu’elle entraîne une amplification réelle du faisceau sonde 126 malgré l’absorption par le niveau 6P . A cet égard, nous 3/2 d’une à "porte optique" l’amplification De de la quant à l’efficacité de la de avons grandeur, chapitre II-1 Enfin en grandeur absolue de procédé de détection : qualitativement l’impulsion d’amplification on a lieu postérieurement a valeur de démonstration peut effectivement grâce à cette technique détecter valables pour des réalisé des conditions le faisceau grandeur asymétrie l’absorption qui se traduit par un dichroïsme du bon ordre d’autres termes les résultats obtenus pour les temps courts qui ont été restent sur de plus longues. vérifié que l’orientation de l’état 7S nous avons l’asymétrie ordre de ce partie dégagé l’importance de l’utilisation des atomes 7S. quasi-totalité Nous courte pour éliminer la des durées beaucoup sur plus l’étude assez avons soit faible. Nous d’amplification suffisamment élevée (A qui affecte l’état 7S lui-même, soit avons même mis évidence en au impulsions qui vident l’état 7S. détecté, c’est-à-dire le faisceau sonde transmis, soit que celle exposés encore > 1) pour que moins du même au pour que la dilution de cette l’amplification de cette asymétrie prévue quand A devient grande. Ce avons faisant, en jouant sur la grandeur du champ E, qui aide la transition interdite 6S fait clairement apparaître le passage continu du les atomes rayonnent de manière individuelle émission un atomique collective. Nous pensons atout dans la recherche des conditions au régime d’amplification linéaire régime de - 7S, nous de la sonde où superradiance déclenchée associé à qu’une bonne maîtrise de ces régimes intermédiaires une est optimales d’observation d’un très petit signal, but ultime de notre projet. 127 Chapitre II-4 OBSERVATION DE L’ALIGNEMENT STARK EN CHAMP LONGITUDINAL: TEST DE LA PROCEDURE DE CALIBRATION Il Jusqu’alors de ici d’une s’agit nous avons étape très importante dans montré que grâce polarisation bien choisie il pulsée. Dans la nouvelle était au polarimètre possible de configuration, progression notre à deux voies et mesurer un avec un En fait l’étape réalisée ici ne en utilisant un dichroïsme circulaire créé champ longitudinal, dence et étudier le dichroïsme plan associé à l’alignement Stark, destinée à manifester la violation de la l’expérience définitive. vers nous grandeur laser sonde en excitation voulions mettre en évi- de même nature que celle parité. constitue pas encore l’étape définitive. En effet la réalisation d’un champ électrique longitudinal de l’ordre de 2 kV/cm sur une zone d’interaction longue (8 cm) et à de fortes densités de césium (§ III-3) stade en précisant nous avons réalisables sans du en oeuvre comme nous de mesures en l’indiquons dans la suite pour les résoudre. Dans un premier exploiter parmi les configurations de champ électrique immédiatement risque de décharge celles qui présentaient le plus d’interêt état soit de réduire à 2 champ longitudinal champ s’alterne pour les les moyens mis actuellement cherché à Nous nous trouvions configuration présente des difficultés considérables sur cm de violation de la la longueur d’interaction soit quatre sections successives de 2 d’une section à la suivante pour (cf. III-3). parité puisqu’elle cm l’expérience finale. encore dans de réaliser une lesquelles Cette dernière situation est conduit à un le sens inacceptable alignement électrofaible qui est globalement nul, mais pour la mise au point de l’expérience et en particulier pour l’étude préliminaire des signaux optiques dûs à l’effet Stark elle présente le grand intérêt de permettre d’accéder à densité optique supérieure à un. On peut atteindre ainsi les 129 une amplifications importantes avec lesquelles sont censées être conduites les Toutes les expériences mesures relatées dichroïsme électrofaible capacité notre il devient particulier à à bien mener 1) Amplification exposée chapitre II-1 est 100 mément étroites 2 (03B2E) fois faible à plus longitudinal. ~ 3 (0394F et non puisqu’il que a = laquelle repose, nous avons température, qu’on obtenait sur nous points choses, parité. en comme en en champ longitudinal qu’en d’absorption ~ du faisceau vert champ transverse, c’est-à-dire se champ électrique trouve localisée associé, on ne peut pas être unifor- dans les Pour éviter que la composante transverse est conduit à utiliser pour ne zones de transition participe à l’excitation l’excitation les transitions est de toute façon nulle 3 et 4 ~ 4. d’amplifications comparables à ceux atteints en champ été amenés à augmenter le champ électrique et la longueur d’interaction : attend pour E ~ 1500 V/cm le même nombre d’atomes excités que 200 V/cm (compte tenu aussi du changement on champ transverse pour E la longueur d’interaction accessible et plus (03B1E) 2 est alterné le C’est dans le but d’arriver à des niveaux à la même dans l’état actuel des ±1) pour lesquelles la contribution du terme 03B1E·1 que les transitions 3 transverse que de principe de la méthode de calibration du priori plus difficile Une composante transverse séparant chaque section. 4 et 4 réalisé sur déjà d’aborder l’étude de champ égal. par l’intermédiaire du terme 03B1E· 1 celui et d’ores et futures de violation de la amplifications paraît Remarquons d’ailleurs plutôt de tester le possible nos mesures maintenant du terme dépend ~ qu’elle permet transverse : la raison est évidemment que la section efficace champ 3 voir provisoire du faisceau sonde L’obtention de fortes qu’elle au sont donc réalisées dans cette situation ci-après champ électrique alterné. Nous allons décisifs. En parité finales. constatons que = qui est passée de 3 à 8 cm). Cette valeur du champ est tout à fait nous pouvons effectivement réaliser aussi en champ longitudinal des amplifications supérieures ou de l’ordre de l’unité, c’est ce que montrent les spectres de la figure II-38. 130 II-38 : Spectres de l’amplification de la sonde pour les deux configurations ortho On notera la valeur assez importante atteinte mais aussi le petit fond négatif d’absorption. La hauteur de chaque composante varie beaucoup d’une configuration à l’autre ce qui révèle le grand dichroïsme Stark. Energie des impulsions vertes ~ 1 mJ. Fig. et para. Champ électrique ~ 4 kV/cm. . 3 at/cm 14 10 Densité de césium ~ L’intensité sonde correspond à un coefficient de saturation 131 s ~ 1. du faisceau 2) Absorption L’asymétrie violant la cette pu l’amplification façon d’agir l’espérer faisceau à parité (l’angle 03B8 0 pv défini § II-1) au est le pouvoir d’amplification l’apparition d’une forte de de la vapeur n’est pas aussi efficace densité d’atomes excités dans sonde, effet que nous avons déjà rencontré en champ transverse. comprendre l’origine qu’il importe Pour accroître plus peut vouloir augmenter la densité de césium. Il s’avère cependant que on sur cause la réalisation des fonction décroissante du une il n’est donc pas souhaitable de trop augmenter celui-ci. champ électrique, encore sonde, choix de la densité optimale de césium de cet effet mesures en dépit de de violation de la de connaître et qui du son caractère parité un reste est lui-même Nous assez annexe aurait qu’on 3/2 qui absorbent le 6P avons parce cherché à mieux qu’il implique pour de la densité de vapeur de césium optimum fonction d’autres paramètres de l’expérience (intensité d’excitation, valuer du champ E, etc...). a)Caractéristiques concernant la population excitée dans 3/2 6P L’étude de la fluorescence inhibée avait montré que les atomes 7S produisent avions dans l’état 3/2 6P une ne s’agit pas du même joue désormais un rôle négligeable. l’absorption La laser et de la densité de césium est La propriété champ électrique observe 2022 phénomène population la façon assez plus marquée dans au est indiquée figure contraire une dont elle désexcitent durée de vie et de 3/2 qui 6P vers car grâce à se l’état depuis largeur Doppler, trouve être niveau un l’interrupteur optique nous celui-ci 3/2 qui se manifeste de façon gênante par 6P dépend en du fait très certainement champ électrique, l’apparition de la de produite l’impulsion champ électrique. II-39 : après une La population 6P 3/2 exige la présence dépendance croissance très décroissance lente dont rend bien compte En mettant à profit la forme se bien caractérisée : est que simultanée du faisceau excitateur et du on grande du faisceau sonde dès l’établissement de celui-ci est moment même de l’excitation. La 2022 de que celle-ci était due à la désexcitation de 7S vu de résonance. Ici il au population qui très marquée rapide jusque une loi en vers dans le 100 V/cm 1 ~E. temporelle de l’impulsion de champ électrique (une montée raide 132 Fig. II-39 : Variation du coefficient d’absorption en fonction de E : après un maximum vers 100 V/cm, l’absorption décroît à peu près comme E -1/2 (courbe en trait fin). vert 03B5 ~ 1 mJ, non-résonnant ; sonde accordée sur 4 ~ 5. cs n ~ . 3 at/cm 14 10 suivie d’une décroissance exponentielle, cf. du III-3) nous avons pu vérifier que c’est la valeur instantanée champ au moment où s’effectue le tir laser qui importe et non pas sa valeur maximale comme ce pourrait être le grande mais cas si la cause était liée à une tirée plus tôt donne lieu à la même tardive pourvu qu’à l’instant décharge électrique : une impulsion de champ plus absorption qu’une impulsion moins haute mais plus du tir laser leurs hauteurs soient 133 égales. 2022 Bien qu’une décharge scope la forme de avec le tir laser brutale l’impulsion soit donc pas ne haute tension en cause, observe, on examinant à l’oscillo- en appliquée à la cellule, un léger décrochement coïncidant qui indique que des électrons ont été produits, rendant ainsi la cellule momentanément conductrice. 2022 En fonction de la longueur d’onde du laser vert, la production de la population comme un processus 3/2 apparaît 6P résonnant pour la longueur d’onde d’excitation 6S - 7S : l’absorption croît non régulièrement avec la longueur d’onde quand on fait varier celle-ci de 535 à 545 nm, valeurs extrêmes du domaine sonde est 2022 La identique Dans tous les au profil de cas le spectre largeur Doppler d’absorption, que nous en avions fonction de la enregistré en longueur d’onde continu. dépendance de l’absorption en fonction de l’énergie de l’impulsion verte indique quant à elle qu’il s’agit un exploré. d’un effet quadratique donc sans doute à deux photons verts, auquel s’ajoute peut-être effet linéaire (fig. II-40). 2022 à peu Enfin près on constate comme qu’en fonction de la densité d’atomes de le carré de la densité césium, l’absorption semble croître (Fig. II-41). b)Tentative d’interprétation Nous pensons que cessus suivant l’apparition d’une population qui comporte deux étapes : dans excitée dans 3/2 6P peut s’expliquer par le premier temps le faisceau un mécanisme mettant en jeu deux photons, des molécules vert ioniserait, pro- par un , les électrons produits dans cette première 2 Cs étape seraient ensuite, dans un deuxième temps accélérés par le champ électrique et exciteraient par choc le césium vers l’état . 3/2 6P La photolyse de dimères z Cs longueur d’onde, l’effet le plus a été étudiée très intéressant ici est complètement par Collins et une photodissociation al. sélective Cs 2 ~ Cs(6S). L’importance particulière jouée ici par le niveau 5D s’explique par le fait des énergies atomiques cf. fig. des niveaux 7S et 5D est voisine de II-42. L’état 5 D 2 a une longue l’énergie [80] : 134 ~ 18540 -1 cm D) 2 Cs(5 de liaison de la molécule est en effet + que la différence durée de vie et peut donc être ionisé par photon de même énergie (l’énergie des photons verts pour notre un , 2 Cs deuxième supérieure à l’énergie Coefficient d’absorption en fonction de l’énergie des impulsions d’excitation. Le faisceau sonde est accordé à la fréquence de la transition 4 ~5 mais le faisceau vert n’est pas résonnant. E = 100 V/cm. Fig. II-40 : cs n = . 3 at/cm 14 10 sonde n ~ 2 x 7 10 ph/pulse. d’ionisation de 5 D : 16900 2 ), -1 cm Collins et son équipe protocole expérimental difficile pour réussir à s’affranchir Le spectre de ont d’ailleurs dû mettre de la contribution de ce au point un deuxième échelon. 2 D qu’ils ont obtenu (fig. II-43) est assez comparable, dans le domaine production de 5 135 Fig. II-41 : vert 03B5 ~ restreint que d’ailleurs se 200 Quasi-linéarité de l’absorption 03BCJ;E = 560 V/cm. nous avons étudié, à celui que nous fonction de nul). D’autre part cette fonction de la puissance du laser et aussi la densité de 2 Cs qu’un est sur l’absorption (fig. II-44) (on peut bien de la chance d’être si en cs A n n . cs mille est membre d’un dimère Cs 2 136 près d’un bien compte de la variation observée fonction de la densité de césium pratiquement quadratique atome nous avons hypothèse rend en . 2 ) cs (n obtenons pour dire que si notre interprétation est juste, minimum presque c’est-à-dire en = 2 14 10 cs /n cs2 (n puisqu’il se ,n 3 at/cm cs2 = 5 x ). -4 10 en trouve que = 11 cm 10 , 3 82 montrant la quasi-égalité Fig. II-42 : Schéma très simplifié des niveaux de la molécule C l’énergie de liaison et de la différence d’énergie des niveaux 75 et 5D. D’après Collins et de al. [80]. Les électrons produits par le processus d’ionisation envisagé plus haut n’ont pour exciter le césium de 6S à le champ électrique soit -1 3/2 (~ 1600 cm 6P indispensable. On peut efficace de collision pour des électrons de basse dans la vapeur de césium : pour les densité que à2 mm. ceci peut Dans ces conditions il suffit d’un expliquer que sur la figure II-39 lieu de 11736 estimer à nous n’observe 137 d’énergie ). On comprend alors que -1 cm le libre parcours moyen d’un électron réalisons 10 assez partir de valeurs probables de la section énergie [81] champ ~ on au pas 14 (~ 10 at/cm ) 3 , il est de l’ordre de 1 V/cm pour atteindre l’énergie de transition, pratiquement pas de seuil. La décroissance Fig. II-43 : Spectre de production de 5 3/2 et 5 D 2 5/2 (en bas) et 6P D 2 3/2 (en haut) obtenu voisinage de notre longueur d’onde (repérée par une flèche). On notera production directe de 6P 3/2 ne se produit pas à notre longueur d’onde. par Collins et al. au en particulier que la en 1 ~E peut elle aussi s’expliquer par cette hypothèse : le taux d’excitation par choc varie où 039403B5 est l’énergie avec une variation en électrons, sait de l’électron de la transition. Pour des valeurs de valeur du libre parcours moyen des retrouve l’énergie on on [82] que pour après le choc 03B5 champ > 100 une transition permise comme V/cm, compte tenu peut négliger les variations du logarithme 1 ~03B5 soit 1 ~E. 138 de la et on Fig. II-44 : Variation de la densité optique d’absorption vert 03B5 ~ 500 03BCJ , non-résonant. Sonde accordée sur 4 ~ avec la longueur d’onde. 5. cs n ~ 10 3 at/cm 14 ; E = 650 V/cm. L’insert est une reproduction du spectre de photolyse de Cs 2 menant à par Collins et al. [80]. La flèche indique notre longueur d’onde. c)Choix de la densité optimale de césium Lorsqu’on augmente la pression portionnellement à la densité 5D et 6P 3/2 3/2 obtenu de césium, on augmente le nombre d’atomes 7S produits pro- mais le nombre d’atomes 139 3/2 6P croît plus vite : il est grossièrement au-delà d’une certaine quadratique, de population donc le et une alors que le spectre de dichroïsme pouvoir amplificateur de la vapeur. ne d’amplification paraissent évidence en ici pour le dichroïsme pas est nettement plan est d’ailleurs envisageable est à à celle d’une optimum doit est trop faible grand : en une faisceau vert. Il est encore possible que cette lesquelles préservée, il est la mesure les spectres que nous avons nous retrouvons d’une anisotropie par contre certain que le la limitation par l’absorption pression trop basse une haute pour . -3 at/cm nous rapport signal du domaine de pression lequelle laquelle le nombre d’atomes 7S c’est le nombre d’atomes pour la cellule à Notons que cet ayions avantage pour est trop champ longitudinal aux optimum dépend à défocaliser mais 3/2 qui 6P de la focalisation du expérimentalement l’étude été faite. Il est intéressant de remarquer élevées de la propriété pour le dichroïsme circulaire et que pratique la valeur optimale semble s’établir 14 10 cette l’absorption, trop fortes pressions le signal détecté finit par être trop faible. aux pression trop x l’effet de population. dégradé, être trouvé entre alentours de n cs ~ 1 à 2 n’a pas trouve se donc indirecte : Un et lui, sous des raisons pour une Si la forme du spectre de dichroïsme est bruit, quant déformé quant à eux voir leur forme altérée ; chapitre précédent au angulaire a été préférée sur augmentation de pression fait décroître l’inversion qu’en pratique ceci n’affecte pas directement le "signal différence" associé au dichroïsme : Notons bien mise valeur, qu’en champ transverse on pouvait se permettre des valeurs plus pression. En fait l’interprétation spéculative donnée plus haut donne une explication à différence : Le libre parcours moyen des électrons électrique ils parcourent cette distance en a été estimé de l’ordre de 2 mm, bien moins d’une l’excitation ils ont donc la possibilité d’exciter les électrons sortent très vite de la d’atomes portés dans 6P 3/2 electrons restent plus reste longtemps zone un très présence grand nombre d’atomes. En champ "lue" par le faisceau sonde et dans cette zone zone champ que dure transverse le nombre champ est dirigé le long du faisceau les d’interaction, leur 140 du nanoseconde, pendant le temps limité. Par contre quand le dans la en effet est donc plus gênant. 3) Manifestation de L’alignement Stark la sonde est 0 k sont a pour effet de modifier le l’effet attendu est grands (cf. § II-1), on commence tourne la sonde de 90° et polarisation "ortho". Il apparaît nettement polarisations, plus loin et on voit aussi que le que pour la composante 4 ~ 5 pour sur 2 | vapeur suivant que la 1 soit un 2 on enregistrer et un peut être observé directement spectre d’amplification (on appellera enregistre un | sur les ayant orienté "para") puis on configuration de l’orientation respective des signe de l’effet change d’une composante à l’autre. On peut aller attendus, ceux attend 1 + k 0 /I | I ~ = = exemple la composante par 1- 0.143 1.33 = les valeurs avec 0.857 pour approximativement bien 2 // 1 en ceux théoriques 4 ~ 4 est de 0 k : plus grande qu’on attend, ainsi pour et 1 - bon accord 0 k = avec 1 + 0.143 = 1.143 la valeur observée le spectre. On sait aussi que l’alignement ne peut pas être observable si la résolue, on peut vérifier effectivement que si l’on somme sur chacun trois raies on trouve la même valeur c’est-à-dire que si basculement de la 4) de deuxième spectre dans la , les ordres de grandeurs aussi sont 1 rapport en cette orientation l’amplification dépend que polarisation Comme les coefficients de dichroïsme rapports des coefficients d’amplification comparer les 2 // 1 important à l’autre on (fig. II-38) de variation sont bien signes pour par polarisations parallèlement l’une les deux gain de la parallèle ou perpendiculaire à celle de l’excitation. spectres d’amplification : les Stark l’alignement polarisation sonde n’aurait aucun on ne effet sur structure hyperfine n’est pas des deux spectres la hauteur des résolvait pas les trois composantes, le la grandeur de l’amplification. Réalisation de la procédure de calibration et test de la validité de cette méthode Nous avons vu servir de calibration contraire une dans la partie II-1 précise pour la que la mesure mesure directe du dichroïsme Stark du dichroïsme électrofaible. Nous ne avons pouvait pas indiqué qu’au bonne méthode semblait être de moduler la direction de la polarisation d’excitation 1 d’un petit angle ± F 03B8 autour de la direction permettant la mesure du dichroïsme électrofaible et 141 d’extraire du vérifié a) signal la partie impaire . C’est le bien fondé de F 03B8 en cette technique que nous avons expérimentalement. Le modulateur Faraday et son étalonnage La modulation de la direction de 1 est réalisée simplement assez à l’aide d’un modulateur à (10x5 mm) de TGG, un grenat synthétique Grâce à la grande constante de Verdet du TGG : effet Faraday. Celui-ci est constitué d’un petit barreau de gallium V ~ 0.7 et terbium placé dans min/Oe/cm à 540 nm, un doit suffir pour solénoïde. un courant de produire les rotations Faraday La mesure absolue de l’angle électrofaible F (cf. II-1), 03B8 il est donc nécessaire que solénoïde soit effectué soigneusement avec une précision bien supérieure Pendant Glan), son étalonnage le l’ordre d’un ampère de milliradians dont quelques de F 03B8 fonction du courant en quant à lui facile à courant est à 1% à l’aide d’un multimètre modulateur nous avons besoin. 0requiert la connaissance absolue de l’angle Faraday pv 03B8 l’étalonnage (ce dans le modeste solénoïde utilisé Faraday a été placé mesurer envoyé dans le de façon absolue numérique de bonne qualité). entre deux polariseurs (prismes faisceau continu issu du laser à colorant traversant l’ensemble pour être détecté par un de une photodiode. Comme le barreau de TGG présente une biréfringence notable, il faut l’orienter de telle sorte que la polarisation est du faisceau soit parallèle à l’un des axes de biréfringence (la même précaution nécessaire lors de l’installation du modulateur 0 angle 03B8 = 3° ± 1%). Quand on fait le TGG fait tourner la F l’angle 03B8 Cette est réalisée biréfringence passer polarisation est donc donné mesure courant l’expérience). suffisant pour que l’intensité détectée soit nettement minimum de transmission due à la 0 03B8 sur de ± simplement en un courant de TGG, On "décroise" l’analyseur d’un supérieure à l’intensité on résiduelle 0 peut alors dire que I dans le solénoïde dans un sens , l’intensité détectée devient alors I F 03B8 ± = au 0(ici 2 k03B8 puis dans l’autre, = 0 k(03B8 ± 2 ) F 03B8 et par : modulant le courant dans le solénoïde et en détectant la modulation du du photodétecteur avec une détection synchrone. Effectuée pour plusieurs valeurs du courant 142 Fig. II-46 : Spectres obtenus avec modulation de l’angle Excitation 3 ~ 4. vert 03B5 = 1.1mJ ; = 2.5 cs = n kV/cm. x+S )/Ref. y a) Coefficient d’amplification A = (S F du signal différence (S x -S b) Partie impaire en 03B8 )/Ref. y F de ±11 mrd 03B8 1 ( | ). 2 , 3 at/cm -14 10 E , elle révle une loi bien linéaire avec un coefficient de proportionnalité F F i /i 03B8 143 = (5.25±0.08) mrd/A. Obtention d’un spectre b) La géométrie sont à 45° des F impair en 03B8 est la même que celle du et axes prévue polarimètre, soit pour mesurer parallèles entre à la demande de l’ordinateur d’un spectre impair 10 puis à impaire des 4 en F 03B8 pour chaque point F du signal différence. Rappelons 03B8 signaux fournis à chaque "bipulse" que le pour la de mesures du spectre. Pour (03A3D[i] i=1 10 quantité 1 20 de 20 tirs la sens 2 du courant et donc Le programme mesures. F acquiert ainsi typiquement 10 03B8 en mesures avec 2014 chaque série qui pilote les et elles, soit perpendiculaires. L’alimentation de courant du modulateur Faraday peut inverser le F l’angle 03B8 polarisations 1 pv 03B8 : les l’angle signal d’enregistrement différence avec du spectre l’affichage on + F 03B8 forme i=11 D[i]) 20 03A3 qui est, moyennée, la partie différence (cf. § II-3) est obtenu à partir signal paire de photodiodes du polarimètre à deux voies : D[i] = x [i] - [i]). 2x [S i] - S [i] y [i] - [i]) 1x (I 1y- (I I 2y I La figure II-46b représente un tel "spectre impair" = F 03B8 11 mrd. Comme = prévu ce spectre restitue une mesuré avec une orientation para pour petite fraction du dichroïsme Stark. Il d’ailleurs intéressant de comparer la hauteur des résonances du spectre impair d’amplification (fig. II-46a) : puisse être extrait différentielle ; on cas amplifications) 4 0 (k et on = non certainement linéaire et 2 F 03B8 on s’attend fois de plus si petit signal à mettre à l’actif de la méthode (§ II-1) à ce que R soit compris 0 2k 1+k (pour les amplifications fortes). . Le spectre -3 10 a été enregistré négligeable (~ 0.6) et la durée insuffisant ; on note ainsi quand les conditions expérimentales du dichroïsme Stark pas une qu’un Par entre F 03B8 2k 0 1+k (pour les exemple pour la résonance 14.2 10 (avec 03B8 F 0.478) pour laquelle l’amplification était forte, on attend -3 observe 13 saturation remarque la différence d’échelle : si peu de bruit est avec un faibles 4 on celles du spectre peut ensuite déterminer les rapport R des amplitudes de chaque raie d’un spectre à l’autre : dans le ~ tout d’abord avec est comme un dans des conditions de forte mrd) amplification et de de la détection est telle que le traitement linéaire est accord quantitatif approché mais les fluctuations observées varient montrent bien calibration 11 = l’impossibilité précise, il est important l’interprétation quantitative détaillée du coefficient 144 de d’utiliser la mesure directe que la méthode retenue ne . F proportionnalité entre R et 03B8 nécessite F Fig. II-47 : Linéarité du signal de calibration: graphe de R leur proportionnalité. Excitation: 3 ~ 4 ; 03B5 vert ~ 1 mJ Sonde : 4 ~ 4 ; saturation :s ~ 1 cs n ~ 1|2 7 photoe Amplification A ~ 1 ~ signal ~ 10 /impulsion. - en fonction de F 03B8 montrant 14 10 . 3 at/cm F c) Validité de la méthode de calibration : proportionnalité entre le signal et 03B8 Une propriété nécessaire pour établir la validité de cette calibration est la fréquence sonde fixée . Ce n’est F 03B8 en au pic d’une résonance, entre le rapport R x (S -x )/(S + S y S ) y et à l’angle effet que si cette condition est satisfaite que l’on pourra valablement affirmer que la 203B2E/03B8F 1 Im E (cf. II-1). Pour F quantité ) R (impaire en, E) R (impaire en 03B8 est égale à pv sont les mêmes que est = proportionnalité, ce test les conditions expérimentales précédemment, à cette différence près que maintenant la fréquence du laser sonde maintenue constante, asservie sur une résonance 145 atomique (cf. § III-2), c’est au contraire le qu’on fait courant varier dans le modulateur alterne des séries de 10 tirs ensuite la moyenne de la dans portés fig. II-47, Les ne sont excités le courant dans partie impaire large gamme une un sens et 10 tirs avec valables participe au puisqu’on vide le rapport R F est bien est forte (A ~ 1) inversé, on on forme Les résultats sont . F proportionnel à 03B8 hypothèses du calcul linéaire majorité des atomes et la saturation n’est pas négligeable niveau 7S de sorte que la quasiment le signal : l’amplification le courant )). F = 1 2(R(+03B8 ) - R(-03B8 F de R : R F du courant, chaque valeur absolue Pour ont été effectuées dans des conditions telles que les mesures plus avec Faraday. (s ~ 1), ce sont bien d’ailleurs les conditions de fonctionnement qu’il est souhaitable de réaliser pour atteindre une grande sensibilité dans la mesure de 03B8 F et 03B8 F établie dans . La proportionnalité de R 0 pv de telles conditions est donc une démonstration tout à fait convaincante de la validité de la méthode de calibration. 5) Amplification Le l’asymétrie de calibration signal violant la de parité, il est par les processus non-linéaires l’asymétrie on du signal. comporte "optiquement" conséquent particulièrement approprié (saturation, propagation dans sur la ailleurs. Dans R/03B8 passe de valeurs sonde est établie au figure on ces § II-1 le signal milieu optiquement épais) affectent avec la saturation est nettement observable ou bien quand on modifie le a fait varier l’intensité du faisceau grandes, pour les La pente dans le cas un gain )/03B8 quand R(03B8 F à saturation fixée. sur la figure II-48. En fait effet de saturation : dans les sonde, toutes choses restant l’amplification qui par suite de la saturation faibles de dichroïsme pour étudier la manière dont fixé conditions c’est importante. un comme gain la variation observée est seulement indirectement liée à résumées exactement Aussi est-il intéressant d’étudier les variations de la pente modifie la saturation à La variation de se mesures égales par de la transition sonde intensités, à des valeurs bien plus petites quand l’intensité R/03B8 qui dépend de linéaire : 146 l’amplification A selon une loi analogue à celle II-48 : Effet de l’intensité de la sonde : R F diminue quand la sonde est intense. Excitation 3 ~ 4; 03B5 vert ~ 1 mJ; E = 1.5 kV/cm ; Sonde 4 ~ 5par 03B8 F ~ 6.2 mrd Fig. cs n = 3 (t at/cm 14 10 o = ; 136°C). Configuration "para" varie en conséquence. qu’on déduit de Dans la gamme explorée l’expression précédente : on la variation atteint presque le facteur 2 maximum voit bien toute 147 l’importante qu’il y a à ne pas trop . 2 F en fonction de E Fig. II-49 : Amplification de l’asymétrie à fort gain : 03B8 Excitation 3 ~ 4 ; 03B5 vert ~ 1 mJ ; Sonde 4 ~ 5 très peu intense. Mêmes autres conditions que pour la fig.II-48. saturer la transition. La mise en propagation non-linéaire évidence de l’amplification de l’asymétrie par approche différente et des coefficients d’amplification vraiment grands. placés et dans la situation de la l’effet précédent intervient beaucoup moins. Nous intense 4 6S, F = ~ 5 et la 3 ~ vapeur la ces superradiance déclenchée, l’intensité 7S,F géométrie = polarisation para des 4 conduit à 0 k polarisations < sonde est entraînée 0 conditions il apparaît alors effectivement II-1). la direction une augmente le champ électrique c’est-à-dire quand certaine on 148 choisi la transition une nous sommes sonde est très faible excitatrice et sonde pour Tableau (cf. vers avons A cette fin nous demande (s ~ 5%) hyperfine laquelle la plus l’excitation Sous l’effet de l’anisotropie de la orthogonale de plus grand gain. Dans amplification de l’asymétrie quand on fait croître le nombre d’atomes excités et par conséquent le Il faut toutefois remarquer que si l’on gain (fig. II-49). du paramètre a effectivement gagné sur la grandeur du signal, on a dû pour cela tendre vers la superradiance et que, peut-être par voie de conséquence, le bruit sur le signal de polarisation a aussi augmenté. Toutefois notablement les résultats obtenus à l’heure actuelle sont si la mesure pourra oui ou non être beaucoup trop préliminaires améliorée de cette globalement pour façon. permettre de conclure Cette étude devra être reprise lorsqu’il sera possible de contrôler plus précisément le décalage temporel entre l’établissement des deux faisceaux. Nous n’avions pas c’est anticipe le tir laser, mais en une prévu de le faire dans le condition à remplir cas où l’ouverture du faisceau sonde si l’on veut minimiser le bruit de polarisation superradiance déclenchée. Sensibilité actuelle de l’expérience 6) Les mesures l’alignement bruit Donc elles l’angle minimal Il est utile de définir que un et les détecteurs de lumière "NEA", c’est l’angle qui Les , F R mesures se aucun une Perspectives - calibration des mesures d’amélioration de de rotation de l’angle 03B8 0 pv due à l’interférence électrofaible, mais elles donnent aussi accès à la détermination du sur ces mesures. c’est-à-dire ici donnent présentées parité signal ne sort en pouvons atteindre dans nous un NEP un ou au "Noise bruit" l’écart signal : sans en divisant 03C3 R par la pente modulation au mesure notre montage, donné. définit pour les analogie amplificateurs nous l’appelons du bruit. d’acquisition , l’angle équivalent F R /03B8 R F temps de Power". Par signal égal à la valeur RMS l’absence de moyen de un comme on Equivalent du bruit que le programme R 03C3 quadratique permettent de déterminer la sensibilité de "angle équivalent donne font nous Faraday (03B8 F = 0) on mesure détermine simultanément. Soit bruit est calculé pour chaque transition mesurée auparavant pour cette transition dans des conditions strictement identiques : 149 L’ensemble des résutlats la grandeur champ E = et des signaux 1.7 kV/cm il est se photons. constituant II-2) que le NEA le de 10 -4 montre plus faible comme on est obtenu pouvait s’y sur un attendre compte tenu de la transition 3 ~ 4 ~ 4. Dans un . -1/2 rd.s demander si cette valeur diffère Pour estimer celle-ci on au bruit, d’une part mesurées significativement de celle correspondant peut faire l’hypothèse raisonnable que les quatre au seul mesures bipulse sont statistiquement indépendantes (en ce qui concerne le bruit de photons) et que chacune d’elles obéit de tableau Tableau II-2 Comparaison des valeurs d’angle équivalent d’autre part déduites du bruit de photons théorique. On peut bruit de (cf. a une statistique de Poisson c’est-à-dire que si photoélectrons correspondant à un des n est la moyenne du nombre signaux sa fluctuation est ~n. Une mesure individuelle de F fait intervenir deux bipulses : R 150 où n i03B1 est le nombre de Appelons 03C3 i03B1 2 Comme le la variance polarimètre dans la voie photoélectrons correspondante, est on 03B1 (x ou y) au pulse i (1 ou 2) du bipulse. calcule facilement celle de R F : quasiment équilibré : et les variances sont : Dans ces expressions A est le coefficient d’amplification et n le nombre de photons dans l’impulsion sonde. On trouve alors : la valeur du NEA théorique qu’on en à côté de la valeur déduit pour expérimentale ainsi que le chaque transition est indiquée dans le tableau II-2 rapport des deux. 151 Remarque La variance sur R 0 photon. Si de bien que comparaison faite commun à la valeur sur de dépasserait comme est en 2 et donc le dans une champ de l’ordre du microradian. précision de un au possibilités, essayer de au sur utilisée dans bruit était 10 -4 rd A cause ces nous espérons en indépendant de optimale E de E au loin photons : nous avons jitter des lasers qui joue § II-4-7), effet rapport signal Cet effet peut être bruit une source quand A augmente ; expérimentale en ceci de bruit aux du NEA diminue moins que la peu mieux que un approchait qu’une ce qui le maximum de On pense tout de suite à tout lieu de croire qu’une partie par l’intermédiare d’un défaut de de la valeur deux indépendante explique peut-être déduit on en particulièrement marqué s’attaquant est mesurer la transition 3 ~ 4 ~ 4 d’intégration, nettement les choses. sur valeur l’amplification aurions à nous sur mais alors que celle-ci pouvoir attendue du NEA supérieure c’est-à-dire à E 2 la à E dès que 4 secondes. C’est déjà 10 encore de que cas, c’est-à-dire expérimental s’éloigne le plus biréfringence. gain, PV deviendrait l’angle 03B8 0 pv bout d’une seconde au ici améliorer l’optique (cf. plus en de proportionnelle transition 3 ~ 4 ~ 5 dont le NEA gagner du bruit tel résultat était loin d’être un paramètre n’est que 6 fois des effets non-linéaires la valeur mesures, l’expérience parité initiale, moins de l’excès de bruit est due de au l’asymétrie Or, dans le meilleur des s’approcher davantage du bruit biréfringence bruit pour écart standard serait atteinte avait été réalisé dans ses régime pulsé, en R serait inversement que 03C3 rapport signal expérimentale réjection prédire. Pour la valeur du l’angle équivalent la valeur proportionnelle expérience de fluorescence. fait difficile à cas faites mesures évident. Il faut noter que si A était indiquerait des pire efficacité de la grande non-statistique utile. pratique très le tableau II-2 montre la théorique. S’agissant relation ci-dessus d’estimer la contribution du bruit vérification une réalisons : dans le nous que /03C3 permet R 03C3 R0 le signal. C’est ramené par La (mesuré au second pulse seul) est expérimentalement très proche du bruit d’ailleurs pour la théorique. de cet causes On devrait effet, jitter et de A et masquer la diminution que comme prédiction théorique cela aux a été constaté la fortes amplifications. En fait les résultats réunis dans le tableau II-2 sont relativement anciens (Mars 1989), un important travail de réduction du jitter a été réalisé depuis dans l’équipe et la compensation des biréfringences peut maintenant être effectuée devrait être avec un compensateur de Babinet-Soleil-Bravais. A brève échéance il possible de reprendre dans des conditions meilleures la 152 comparaison du bruit au bruit de photons sur les diverses composantes hyperfines. La seule façon vraiment efficace de gagner un gros facteur des l’énergie système d’amplification capable de grande et un taux de immédiatement par répétition un gain priori de deux façons : excités dans 7S et donc c’est a ou de bien dix fois ce qui est actuellement délivrer des nous prévu cependant d’augmenter l’acquisition d’un presque dix fois plus avec impulsions d’énergie gain sur la cadence de précision statistique. Quant au gain on plus élevé. pourra l’amplification A Le en répétition énergie on traduit se peut l’utiliser a augmenter à champ électrique égal le nombre d’atomes de façon à diminuer le bruit de photons , R 03C3 ou alors, et priori bien préférable, on pourra diminuer le champ électrique de manière à revenir à une am- plification comparable mais Ceci c’est impulsions d’excitation, le bruit est sur avec une rotation 01 pv 03B8 pv = / 03B2E Im E à mesurer nettement plus grande. présentera le double avantage d’améliorer le rapport signal sur bruit mais aussi de diminuer le risque des effets systématiques. 7) Un exemple de défaut : une hélicité On sait bien que l’un des aspects en parasite du faisceau vert importants d’une la recherche des défauts du montage : de violation de la mesure puisqu’il s’agit de déceler résultats d’une mesure, il est crucial de pouvoir s’assurer que Jocelyne Guéna pourra l’être que d’erreurs alterné), mais thèse sa [26] n’est pas encore effets n’est pas l’image systématiques" comme vraiment commencée, elle ne lorsque le renversement du champ électrique sera installé. Cependant il est possible dès maintenant de source dans aux consiste petite asymétrie dans les l’asymétrie mesurée d’une asymétrie accidentelle du montage expérimental. La "chasse l’avait appelée une parité s’attaquer à des (leur signature qui peuvent à d’autres défauts ou bruit. Nombreux sont défauts moins subtils, qui n’est pas celle de l’effet cherché contribuer à engendrer des effets qui compliquent l’interprétation des ces ne défauts constituent pas puisqu’on en les voit eux-mêmes déjà systématiques lorsqu’ils mesures et se en une champ combinent rajoutent éventuellement du potentiels, ils ont été étudiés et corrigés dans la mesure du possible mais leur discussion exhaustive n’a pas sa place ici, nous allons nous 153 contenter d’examiner l’un d’eux parce que de l’effet d’une déjà mentionné : il s’agit l’avons nous du faisceau (petite) hélicité parasite d’excitation. Une hélicité du faisceau vert est petite prisme de Glan qui le miroir principe impose en une par la engendrée polarisation linéaire. Les associé à la polarisation aval du biréfringences de 7S, en plus sont Faraday. l’alignement linéaire, d’une orientation tout à fait similaire à celle que nous avions étudiée transverse. Nous dans la avons vu pour le faisceau sonde le en fenêtre de la cellule et surtout le barreau de TGG du modulateur dichroïque, la champ l’optique de causes L’hélicité du faisceau d’excitation provoque l’apparition dans l’état excité en de biréfringence atomique donne II-3 au signal qu’avec un qu’à cause de cette orientation la vapeur de césium dichroïsme circulaire et n’est pas sensible polarimètre l’alignement un partie un dichroïsme circulaire le polarimètre Stark que par basculement de 03C0/2 on ne de la rotatoire. Tel pouvoir atomique, qu’il par contre le présente employé ici, est pouvoir rotatoire peut distinguer du dichroïsme plan dû à polarisation sonde. Le pouvoir rotatoire atom- ique étant un effet purement dispersif, il s’annule à résonance, là où le dichroïsme Stark est maximum. Il est de fait tendrait nul qu’un en examen en insérant Il est très facile de lame quart d’onde une faisceau devient alors sans partie paire en F du dichroïsme, 03B8 que l’on at- configuration parité, révèle l’existence d’un petit signal ayant une forme de courbe de dispersion (figure II-50-a). vert attentif du spectre de la égale à 1 et par lame quart d’onde donne la de l’ordre de 0.5 à 2 x sur son artificiellement le défaut d’hélicité du faisceau avant la cellule trajet (fig. II-50-b). L’hélicité du comparaison avec le grand signal obtenu, la grandeur grandeur -2 rd. Bien 10 grossir du défaut de que relativement biréfringence de l’optique qui grande cette valeur n’est pas du signal trouve être se surprenante en l’absence de tout effort de compensation. Le signal associé à ce défaut s’annule à résonance, de plus, contrairement électrofaible, c’est la un polarisation sonde) . Cependant 0 pv 03B8 pratiquement contre une bruit à la on pas pouvoir rotatoire (dont le comportement et pair en conçoit facilement sur le fluctuation de mesure il est signal pulse du dichroïsme E. Donc pulse du puisqu’il proportionnellement 154 pas de fausse les qu’il fréquence est maximum à signal parasite des signal résonance, de mesures de lasers, qui n’influent pouvoir rotatoire à la pente du signal de dichroïsme différent dans le basculement de craignons que les fluctuations de de dichroïsme à nous ne est au entraînent par et donc dispersion : rajoute du F du signal différence (S x -S Fig. II-50 : Spectre de la partie paire en 03B8 )/Ref. y a) Signal en forme de dispersion causé par un défaut de biréfringence. b) Défaut exagéré artificiellement par une lame 03BB/4 placée sur le faisceau vert. Cet effet est exploité en vue d’asservir par programme la où la pente est l’angle équivalent au bruit est 155 fréquence du laser vert. On trouve alors que le jitter 3 ~ 4 ~ 4 moment des à cette en configuration mesures époque était C’est pour diminuer diminuer la 8) ce son un para est environ 3.5 et il est donc très due à à qui correspond NEA MHz, à probable qu’une -1/2 rd.s égal à 10 -4 peu près la grandeur réelle du jitter pour la transition bonne part du bruit observé au (tableau II-2) défaut. effet que nous avons de réduire le entrepris jitter des lasers et de de Babinet-Soleil-Bravais. biréfringence de l’optique avec un compensateur Conclusion L’expérience proprement comme nous l’avons dit les résultats acquis 2022 En 2022 Nous au dite de début de mesure ce rapprochent beaucoup nous mis en savons grand signal effectuer des se Enfin au 2022 sans qui nécessitait une résolution étape décisive, nous pouvons mesures de dichroïsme mesures : atomique calibrées de façon absolue dans des à venir de violation de la parité. L’obtention trouve être indissociable de l’existence de fortes non-linéarités et il serait vain problème alors que les ce terme de cette de tenter de réduire celles-ci. Notre méthode de calibration utilisable amplifications qui dépassaient 100%. difficultés, inhérentes à notre projet, ont d’ores et déjà été surmontées conditions tout à fait similaires à celles des d’un obtenu des évidence le dichroïsme Stark de la vapeur affirmer que deux importantes Nous de notre but : avons sub-Doppler, pas évidente à atteindre en pulsé. 2022 l’alignement électrofaible n’est pas encore entamée, chapitre elle ne pouvait pas l’être avec cette cellule, cependant champ électrique longitudinal nous avons de dans ces conditions expériences utilisant a présente la qualité indispensable d’être priori difficiles ; des lasers pulsés sont réputées bruyantes, nos mesures d’asymétries, grâce à l’emploi d’une technique de polarimétrie différentielle, sont réalisées à un niveau de bruit qui s’approche du bruit de photons. Soulignons 156 que ce résultat est de plus obtenu sur des signaux optiques inhabituellement grands. L’expérience qui au départ pouvait apparaître véritablement réaliste. 157 un peu comme un pari semble donc désormais COMPLEMENT II-A L’objet de ce complément est la présentation explicite des calculs d’une part de la matrice densité, de la population, de l’orientation et l’alignement de 7S g et des coefficients 0 K, k et 1 qui k et d’autre part de la matrice de gain de la thèse de Michel Lintz [60] y interviennent. Le modèle et les notations utilisées sont pour l’essentiel ceux (voir aussi [61]). 1) a) Matrice densité de 7S, Matrice densité de population, orientation et alignement 1/2 6S En l’absence de tout laser, le césium est entièrement dans l’état F, de la matrice densité 6S La restriction à un niveau . 1/2 est donnée par la distribution de Maxwell : 159 On 03B1F ; 03BD a introduit la notation IP 03B1F pour le projecteur dans le sous-espace des états limité est le décalage Doppler de l’atome dans la direction des lasers et D 03A9 est la au niveau largeur Doppler de la transition 6S - 7S : 2(2I + 1) césium). est le facteur de dégénérescence total du niveau La transition 6S - 7S étant tellement interdite, 1/2 (I 6S , reste 6F 03C1 = 7/2 est le inchangée en spin du noyau du présence du laser d’excitation. b) Excitation 6S - 7S L’excitation par le laser vert est représentée par un Hamiltonien dipolaire électrique qui en représentation d’interaction s’écrit : où le D est l’opérateur dipolaire électrique champ électrique de l’onde laser : de 0 le Hamiltonien l’atome, H La matrice densité des atomes de césium suit alors qui s’écrit au er ordre de 1 perturbation et en ne l’équation de non 160 de l’atome, 03B5 Schrödinger : retenant que les termes (approximation séculaire) : perturbé qui oscillent lentement c) Matrice de transition Le calcul de (limitée (03BD) 7F 03C1 Dans cette est alors de en 03BD est = 0 qu’on largeur naturelle et petite devant la : spectrale normalisée de l’impulsion laser, c’est pourra assimiler à une une fonction delta. n ph est le nombre de la section du faisceau. l’expression On peut montrer [11] qu’elle peut être mise sous la forme est la matrice effective de transition projecteurs impulsion laser dont la largeur spectrale devant la grande est la densité d’une cas problème, on obtient l’impulsion laser et S ph Reste à évaluer sont les sans Fourier) expression f (v) fonction étroite centrée où 7F p(v) IP IP 7F dans le par la transformée de largeur Doppler photons = sur les sous espaces F = 3 qui ou cette fois 4. 161 : agit uniquement sur le IP et IP , F spin. F La forme explicite Dans le d’un cas de est celle donnée au § II-1 : qui nous intéresse plus spécialement ici, et auquel nous nous restreindrons désormais, champ longitudinal, r se simplifie : avec en 1 posant 03B5 = (polarisation linéaire) et k = z. Remarquons dès maintenant et (on néglige le terme (Im 1 pv qui E 2 ) d) matrice densité est minuscule). 7S F , 1/2 Réécrivons 03C1 7F sous la forme 162 (ça servira) que Il faut calculer explicitement l’expression de F IP IP ~ IP Fi . Deux F tinguer car les expressions obtenues sont différentes : soit F, utilisant on peut développer explicitement 20 de Cette 03C3 F IP expression ainsi = F : 0394F = sont désormais à dis- 0 ; soit F i ~ F : 0394F = ±1. on arrive à IP F 20 FF 2g en F IP = cas (b · F)(b* · F) que de nombreuses autres fort utiles dans la suite [15]. 163 se trouve démontrée dans l’appendice A Dans écrit : ce cas on alors Le deuxième terme dans la utilisant les on propriétés parenthèse a déjà été calculé en i), le premier se calcule facilement en des matrices de Pauli : obtient : qu’on peut ici aussi Dans les deux développer cas on reconnaît l’alignement Stark (terme en F y+ F x ), l’alignement électrofaible (F y 2 ) et l’orientation électrofaible (F x F y ). z 164 e) Population La soit en de 7S population est simplement tr(03C1 ). 7F utilisant la relation F facile à vérifier : F(F + 1) = 1 + 2g F 2 4g d’où 165 f) Orientation L’orientation est la valeur moyenne de F dans 7S : 166 g) Alignements On définit l’alignement selon (u, v) pour calculer cette quantité, On trouve alors utilisant le fait que en on comme : calcule tout d’abord û, v sont dans le 167 plan (x, y) et que b z = 0 : et on a : iii) Rapport Alignement électrofaible/Alignement Stark Dans les deux cas l’alignement fait intervenir la quantité il est facile de vérifier que si û Pour les quatre transitions électrofaible sur = x et v i possibles F l’alignement y, = = 3 ou 4 ~ Stark est le même : 168 F = 3 ou 4, le rapport de l’alignement 2) Matrice de a) Amplification On gain, Des façon 1 0 k k du faisceau sonde représente définie de coefficients K, le champ électrique de l’onde laser sonde 03B5(z, t) par son enveloppe complexe, à être lentement variable par : équations de Maxwell découle l’équation de propagation quasi-stationnaire pour cette en- veloppe : où <D> est relié au dipôle macroscopique <D>(z,t) induit dans la vapeur par : <D> en toute rigueur dépend de z et t l’épaisseur optique de la vapeur n’étant pas petite. Nous ferons ici l’hypothèse que <D> est indépendant de z, nous restreignant ainsi à un calcul linéaire. Les effets dûs à que cette ce L’excitation de ce en général violée sont discutés au § II-1-4. porté dans l’état 7S un ensemble quasi-monocinétique d’atomes (cf. paragraphe 1 d complément), nous allons donc considérer ici le seul cas de l’exacte résonance où la fréquence 03C9 du laser est Dans a hypothèse est ces où 03C1 FF’ FF’ d’une transition particulière 7S précisément égale à la fréquence 03C9 ,F 1/2 conditions = <D> se ~ 6P F’. , 3/2 réduit à : IP(7S, F) 03C1 IP(6P , F’) est la cohérence 7S - 3/2 3/2 6P tous les autres termes étant rapide, ment variables. 169 La cohérence 03C1 , satisfait quant à elle FF où comme au § l’équation Schrödinger : 1 premier ordre de perturbations, l’équation de Schrôdinger donne à résonance Au où IP PF’ nous désigne le projecteur intéresse pas sur le niveau de propagation : b) Matrice de pour 03C1 FF’ : ,F. (on a omis le terme contenant 03C1 3/2 6P 3/2 qui ne P 6 ici). En dérivant A.44 par rapport à t et à l’aide de A.49, on obtient une nouvelle forme de l’équation gain Il est commode d’introduire on de l’opérateur tensoriel d’ordre 2, écrit alors : 170 FT’ défini par F Comme l’a montré Michel Lintz Les coefficients [60] on peut décomposer , F’ F T en tenseurs irréductibles F’ F F A , Fa’ et , F’ ont été calculés ailleurs [60][61] pour la transition 7S F b 1/2 171 en ~ écrivant : 3/2 6P Les (i) opérateurs tensoriels irréductibles réduits F Dans A.52 03B5 appartient l’expression d matrice 2 sous 2, g agissant sur nécessairement 2 polarisation 03B5 d (03B5 = définis par : au plan (x,y). On peut donc introduire FT’ par : F où 2 03B5 et v comme sont des vecteurs du L’expression A.53 de plan (x,y) (noter l’inversion u, v ~ v, u FT’ et les définitions A.57 conduisent alors à : F 172 une d 03B5 03B5 ) de telle sorte qu’on puisse réécrire A.52 2 la forme g est donc relié à u la sont !). On peut alors écrire explicitement tous les éléments , xx , g xy g g yx et g yy de (F) et > u 2 <F données par A.29-A.42 Il est clair que les termes û · v vont terme F’ F -ia <F> u v 2 à <F F F &a z #x3E; ’ ments : Stark pour pour xy, yx et et yy, correspondant l’alignement Les coefficients 1 k xx (on correspondre . Quant donnant donc à une une au en à particulier terme . 0 (cf. A.42), pv 203B8 173 y z F + x y F proportionnelle v F u <F > u v F + Comme on on = expressions ). Y 2 X 2 F -F à et il est associé proportionnelle aux à , sait que le aligne- et faible l’alignement faible peut d’emblée écrire g de telle sorte que le coefficient sont obtenus par identification. que utilisant les matrice une contribution matrice Stark sont dans le rapport , F, F’) (définis i K(F notera en sous de soit égal à la forme : 0 un), k et Cas 0394F = ±1 : le tableau II-1 regroupe les valeurs F ~ F’ possibles, saturation numériques ainsi que du coefficient de ces coefficients pour toutes les transitions F, ~ C(F,F’) ’ F 2F+1 = 1 3 A qui intervient dans la condition de (voir II-1-3-c-ii). 174 Tableau II-1 175 PARTIE III CONSTRUCTION DU MONTAGE EXPERIMENTAL 177 Dans cette sont décrits relativement partie montage expérimental et dont la mise part importante de travail de thèse. ce au Nous essayerons de faire ressortir à qualités sont nécessaires pour possible les raisons Enfin il de ces a nous a qui des choix cas nous souvent est le une les caractéristiques, l’appareillage dont la prise en compte et la compréhension l’expérience. technologiques ont dû être faits, nous indiquerons autant que guidés. fallu passer du temps à résoudre des difficultés d’ordre purement pra- paru utile dans certains points techniques fois que cela s’avèrera utile les résultats de ont alors qui composent la construction ont constitué et souvent même correcte des interprétation une Dans de nombreux tique, il chaque éventuellement les défauts de ou point, détail les différents modules en les solutions que d’indiquer cas nous avons adoptées. L’exposé hors du corps du texte dans des généralement reporté "compléments techniques". Le schéma d’ensemble de l’appareil encombré. On peut cependant composent en six l’interrupteur optique, notablement le septième chapitre étant Avant d’aborder la un en polarimètre, Le plan de consacré à la description pour finir ensemble relativement cohérent cette avec le grâce au système ces modules ces six cette (Fig. III-2). Ces champ électrique, d’enregistrement énumération ; un principaux modules. rappelons très brièvement leurs rôles respectifs laser d’excitation 179 de de détection et partie III reprend naturellement l’expérience et les caractéristiques principales qu’ils Le but est d’exciter avec sa source synchronisation nécessaire de de assez regroupant les différents éléments qui le d’excitation, le laser sonde, la cellule impulsions lumineuses. dans l’alléger parties qui forment chacune six modules sont : le laser des expérimental (Fig. III-1), bien qu’un peu simplifié, est (03BB doivent donc avoir. = 539.4 nm) et en présence d’un champ Fig. ce III-1 : Schéma d’ensemble de l’appareillage expérimental. Les différents éléments de seront décrits dans les pages qui suivent. montage électrique (~ 1 kV/cm) longitudinal, c’est-à-dire parallèle un nombre suffisant (~ 10 ) 8 à la direction de du faisceau, d’atomes de césium dans l’état 7S. La durée de l’excitation doit être nettement inférieure à la durée de vie de l’état 7S (50 ns). Le faisceau sonde, établi par l’interrupteur optique immédiatement vient ensuite "lire" l’état 7S propagation en induisant l’émission 180 sur la transition après cette excitation(~ 1 ns) 1/2 7S - 6P 3/2 (03BB = 1.47 03BCm), Fig. III-2 : Schéma bloc de l’appareillage, montrant les 6 modules à chacun desquels est consacré un chapitre. (1) Le laser pulsé d’excitation, (2) le laser sonde continu, (3) la cellule à césium à champ È longitudinal, (4) l’interrupteur optique, (5) le polarimètre, (6) le système de détection des impulsions lumineuses. il faut saturer la transition pour détecter la majorité des atomes excités (puissance IR = quelques mW ). Nous voulons détecter hyperfine de l’état l’alignement 3/2 (~ 6P 150 MHz) du niveau 7S. Pour cela il est nécessaire que la structure soit résolue et donc que la largeur Doppler définie par la de la classe de vitesse des atomes excités dans 7S soit suffisamment étroite ( 100 MHz). Ceci impose en pratique, compte tenu du rapport des longueurs d’onde 1.47/0.540 ~ 2.72 que la largeur spectrale du laser d’excitation soit nettement inférieure à 250 MHz. (La largeur spectrale du laser sonde, continu, est négligeable). largeur La une polarisation doit être analysée et le taux de polarisation déterminé à chaque impulsion précision si possible limitée seulement par le bruit de photon (~ avec 10 c’est le rôle du polarimètre ), -4 à deux voies et de la chaîne de détection. La cellule doit contenir la vapeur de césium 181 vers 150°C et assurer l’application du champ (~ 1 kV/cm) sur une du taux de il de l’ordre de 8 du rôle des basculements L’importance l’expérience : longueur que l’on polarisation mesure la contribution sonde, iii) induit dans du ou ceux : i) du de l’interaction champ électrique, ii) de celle du faisceau d’excitation et enfin polarisation. Ces différents basculements 03BB/2 spécifique d’extraire faible, celle qui qui possède, nous l’avons vu, une signature particulière vis-à-vis de ces basculements. Ces basculements sont essentiellement des lames déjà été soulignée dans l’exposé du principe de s’agit, en renversant le sens ou le signe d’un certain nombre de paramètres, viole la parité et faisceau a cm. 03BB/4 un verre champ électrique sont iv) ou grâce spécial, les éléments correspondant figurent est renversé par un commutateur polarisation de l’orientation de (ou seront) effectués, dont l’orientation est modifiée de la pour les l’analyseur au à Faraday le schéma d’ensemble. Le mécanique. Quant de polarisations grâce à la modulation de l’effet sur du polarimètre, sens il est orientable à volonté. La confiance que l’on pourra avoir dans le résultat final de de la qualité de Ce travail déjà ces renversements, il en cours dans l’équipe va donc sans dire qu’il faudra les sort du cadre de cet 182 l’expérience dépendra en grande part exposé. tester de façon impitoyable. Chapitre III-1 LE LASER D’EXCITATION 1) Principe a) du laser Un laser continu dont le faisceau est extérieurement amplifié Une très bonne voulons ensuite, à la pureté spectrale est indispensable pour exciter la transition 6S - 7S si détection, résoudre complètement la structure 6P 3/2 : un laser pulsé classique ne conviendrait pas du tout. de celui qu’ont développé P. Drell et S. Chu [83]. Un laser en anneau Nous hyperfine de avons donc nous la transition 7S - adopté un laser dérivé produit un faisceau continu qu’il est facile d’asservir en fréquence et qui a une grande finesse spectrale. Ce faisceau est ensuite amplifié dans une série d’amplificateurs fonctionnant de manière impulsionnelle. On obtient en sortie, superposées au faisceau continu (bien utile pour les alignements), des impulsions très courtes et très puissantes de même fréquence, de même polarisation, et dans une Notons a été mis au certaine mesure de même forme qu’il ne s’agit pas ici d’un point au "laser cavité une et il s’ensuit que les propriétés spectrales largeur en fréquence des n’y a injecté" [84] ni d’un continu. "laser compulsé" comme celui qui laboratoire Aimé Cotton faisceau continu n’a pas lieu dans Fourier et il spatiale que le faisceau pas de impulsions est déplacement [85][86]. En effet dans notre laser l’amplification du (qui a des modes propres) mais en propagation libre du faisceau incident sont proche de beaucoup de la limite inférieure fréquence notable. 183 mieux respectées : la imposée par la transformée de des b) Principe du fonctionnement amplificateurs employés Les rine 540A ou Coumarine après triplement de colorant de faisceau de pompe ici sont constitués d’une solution d’un colorant Ce colorant est excité par 500). fréquence d’un la forme a amplificateurs laser YAG d’un allongée bâtonnet, un faisceau de pompe, ici le faisceau issu , focalisé pulsé 21 on assure adéquat (Couma- ainsi de telle un bon façon que le volume actif par le colorant du couplage faisceau incident. au Le colorant devenant le siège d’une inversion de population, il émettrait s’il était laissé à lui-même une brève impulsion de lumière dans la direction du mal définie, voisine du pic de fluorescence. C’est "émission spontanée amplifiée" ou phénomène ASE : les photons émis juste l’émission stimulée du reste du colorant Si un bâtonnet, de voisin de la et de fréquence superradiance appelé après l’excitation sont amplifiés par [79]. que de laisser le colorant émettre librement plutôt quelconque sens on y injecte un faisceau laser de longueur d’onde convenable, c’est lui qui va stimuler l’émission du colorant, imposant tout à la fois sa fréquence, sa direction et les cohérences à une son sens. sur "émission On peut dire lesquelles se qu’il son En général le colorant excité qu’est construit l’émission collective de celui-ci : superradiante déclenchée". le volume actif de inscrit dans le milieu instable on passé est cette émission vide presque excitation, l’énergie de l’impulsion obtenue dépend ne donc de l’ASE complètement guère que de l’énergie de la pompe et presque plus de l’intensité du faisceau incident, pourvu toutefois que celle-ci soit suffisante pour déclencher efficacement la superradiance. En d’autres termes l’amplification est totalement saturée. 21 C’est un laser alimentation de fondamental à lui une Quantel modèle ns) répétition puissance supplémentaire). L’énergie qu’il délivre (1.064 03BCm). énergie de est bonne Le faisceau 100 mJ par doubleur et tripleur : il ~ 10 481 C dont le taux de a à a été poussé 12.5 Hz (il chaque impulsion "triplé" UV, séparé des faisceaux IR et vert par impulsion. La qualité spatiale du faisceau dépend été nécessaire de les faire à est fallu rajouter dichroiques a quant qualité optique des cristaux repolir. La qualité temporelle des impulsions (dont la durée depuis l’insertion d’un "SPO" (Smooth Pulse Option) qui l’oscillateur. 184 crée une une environ de 1 Joule dans le des miroirs de la a est sous-cavité dans la cavité de c) Que veut dire intensité incidente suffisante ? [75]) un critère de saturation pour un système superradiant : M. Gross suggère (p. 303 de sa thèse il suffirait d’un photon dans dipôle macroscopique c’est-à-dire le temps nécessaire pour qu’un superradiance, construise, temps bien inférieur à la durée de vie d’une molécule isolée à de l’effet de collectivité. cause Cet argument s’applique à un système superradiant, il ne peut être pris au pied de lettre lorsqu’il d’un colorant et d’ASE. Dans s’agit de se le temps de systèmes superradiants plus ce cas moins ou il est effet en probable qu’on indépendants. On peut regardant simplement la lumière émise en l’absence d’injection. On sur un si écran, l’aspect granuleux contraire et par la couleur de la lumière émise n’est pas pure et s’il n’y avait qu’un système démarrant de pulse à pulse. Enfin du faisceau injecté : on seule constate aussi une émission Dans le il faut au cas moins assez présent un ceci photon -10 système il suffirait de 10 comme que l’on veut sur on voit bien nous par s’en convaincre constate grand nombre pratiquement en qu’elle n’a pas, projetée (qu’elle acquiert au (l’0153il est très sensible à cela) que avec une fréquence variant aléatoirement qu’une fraction seulement de l’émission est forcée sous l’effet constituant le volume de colorant une impulsion superradiante, les une fréquence différente de celle être filtrée autres continuent à du faisceau injecté. produire Cette ASE (voir plus loin). conduit à modifier le critère de saturation de la manière suivante : système superradiant sont à 10 -7 nécessaires W). On voit sur en dans un temps de superradiance le premier étage alors que s’il n’y (en pratique avait qu’un particulier que puisque le temps de superradiance l’inverse de la densité de molécules excitées, il faut d’autant une un qu’elle est très stable, au contraire de ce qui se passerait chaque impulsion gênante et doit plusieurs dizaines de milliwatts varie à spontanée amplifiée, résiduelle est d’ailleurs ailleurs partie des "systèmes superradiants" excité sont déclenchés et émettent une à à faire à d’une émission cohérente caractéristique lorsque l’injection fonctionne) a plus de "photons modèles" énergie plus grande en sortie. On est effectivement amené à répartir l’amplification plusieurs étages : un étage donné sert le bon fonctionnement de à amener l’étage suivant. 185 la puissance d’injection au niveau suffisant pour d) Le choix du nombre En d’étages pratique le nombre d’étages résulte d’un compromis. étage on n’arrive plus à déclencher de correctement la l’énergie disponible sous forme d’ASE. perdre trop d’énergie délicats et on dans les au venons de voir qu’avec un seul superradiance et on gaspille une part importante contraire on multiplie trop leur nombre on risque de étages intermédiaires mais surtout on rend les réglages de plus en plus compromet gravement la maîtrisabilité du système. Après quelques tâtonnements, Fig. Si Nous III-3 : Schéma de nous avons choisi de restreindre le nombre l’implantation du laser continu. 186 d’étages à deux. 2) Description technique a) Le laser continu i) Schéma Le laser continu est François Biraben. un laser Le schéma en est donné Le miroir M 4 n’est pas dans le effet de à colorant construit en anneau plan défini par les autres miroirs et forme silice et le miroir de la cavité et autorisent ainsi l’accord Le filtre de sous sa Comme son nom de la d’une petite colorant, déplaçant 560, l’indique encore assez valeur de notre quantité d’une solution ainsi le maximum de longueur d’onde, 540 Lyot fréquence et avec la lame de épais L’épaisseur et la nm mais aqueuse de en modifiant le CO 2 K 3 courbe de fluorescence sa en solution dans on qui pH de la solution par favorise la forme vient alors coïncider de l’étalon épais l’amplitude de la modulation (RC = ajouter une de transmission de l’étalon : détection modulation) à une cale qui apparaît à synchrone, -2 s) le signal de correction qui 10 la de manière très est asservie de telle sorte que la de 3 kHz et détectée par la du mode du laser longueur de la cavité, toutes deux d’ailleurs pic laser, avec toujours accordé à la même longueur d’onde, celle de la transition 6S - 7S, maximum d’un du basique du nm. au responde à du laser. il n’a pas été nécessaire d’asservir la position du filtre de Lyot. Seules sont donc asservies de l’étalon verre l’étalon épais assurent la sélection appelée Rhodamine 110, ii) Asservissement des éléments sélectifs, stabilisation Le laser vert étant de clairement la fluorescence de la Rhodamine 560 forme commerciale est centrée autour de 560 l’adjonction plans , mobiles, permettent de modifier la longueur optique 5 M précis Le colorant utilisé est la Rhodamine l’éthylène-glycol. laboratoire suivant les figure III-3. Faraday le système unidirectionnel [87]. fréquence, les lames de au est sert de fréquence du mode qui lase signal fréquence sur l’intensité appliqué via un ampli haute-tension sur une dizaine de 187 à la d’erreur. On obtient par piézoélectrique qui contrôle l’épaisseur L’étalon "suit" ainsi le mode du laser classique [88]. l’épaisseur est modulée cette gigahertz. l’épaisseur fréquence en sortie intégration sommateur de l’étalon cor- (pour (Fig. III-4). Fig. La une III-4 : Asservissements du laser continu. longueur de la cavité quant à elle est maintenue constante par "l’asservissement externe" : partie de la lumière du laser est envoyée dans un étalon de Fabry-Perot, placé dans une enceinte pressurisée. Une photodiode faisceau de référence que le placée en sortie mesure l’intensité transmise, une autre est placée sur un prélevé en amont de l’étalon et signal qu’il fournit est la moitié de celui de l’étalon. La différence de ces deux on règle le gain que fournit l’autre signaux fournit 188 le signal du préampli qui la suit photodiode d’erreur de au de sorte pic de transmission l’asservissement, qu’on intègre pour obtenir le amplifie et de correction signal miroir M 5 de la cavité laser. Il faut noter que que soit l’intensité de sortie du laser. de l’intensité du laser lorsqu’il y Lorsqu’il n’y a a pas change avec à une accord de cale piézoélectrique fréquence le signal accord, le signal n’est d’une (il lui est proportionnel). L’emploi rapport, parfois préconisée, n’introduit donc de l’asservissement appliqué pas d’erreur dans l’intensité du laser ; dans nos l’asservissement, conditions, ceci est nul pas nul et il de différence technique sous plutôt le quel dépend que de par contre le gain pratique sans est en conséquence. Mentionnons qu’au obtenu sur ce mémoire des améliorations notables ont été Guéna : elles permettent d’asservir le Fabry-Perot de référence à la fréquence apportées par Jocelyne de transition 6S - 7S de la rédaction de cours résonance en avec le laser sonde l’expérience par insertion d’une lame 03BB/4 en soit exploitant un le faisceau pompe sur auxiliaire signal atomique (cf. § II-4-7) soit sur le faisceau sonde. iii) Isolation optique La stabilité globale des asservissements est bonne : à condition de les recentrer de temps en temps à la main on n’observe de saut de mode que très rarement (en l’absence d’amplification extérieure). En la effet, il est mentionné comme superradiance est donc bien amplification y l’impulsion se celui-ci) trouve focalisée chaîne ce une en sur de cette comme lorsque les amplis l’ensemble est bien aucune intense pièce d’optique aux a isolateur simple : insérer optique une à effet réglés pour sur et retards introduits entre étages, aligné avec le laser (pour une bonne n’est normale au et faisceau à l’intérieur et Cependant, conséquence, par un mécanisme le lorsque petite quantité de fluorescence détecteurs des asservissements. que nous chaque impulsion. trajet du Faraday. Grâce fonctionnement amplifié, la même stabilité qu’en continu. 189 sont bien parvient à chaque tir jusqu’au laser que le mode du laser "saute" à remède continu fonctionne seul lorsqu’on fait fonctionner les amplis... fluorescence, malgré les le jet de colorant, et ceci un un même devrait pas parvenir élucider, mal il existe d’amplification ne autrement impulsion relativement anneau, de fluorescence n’avons pas cherché à A plus haut, d’amplification et Le laser est pénètre. elle de en va déclenchée, il subsiste toujours spontanée amplifiée. Une fraction remonte la chaîne Il lorsque le laser faisceau, entre le laser et la à cet isolateur on retrouve, en Fig. III-5 : Implantation des deux étages d’amplification. 190 b) La partie amplification i) Schéma général Le du plan système d’amplification (cellules par la représenté est n°1 et n°2). La figure puissance de triplée d’un laser à YAG pulsé, est délivrée au III-5 où reconnaît les deux étages provenant du faisceau à fréquence pompe, premier étage on par une lame séparatrice de réflectivité 15% . Le détour que fait le faisceau laser continu avant d’entrer dans le long par la nécessité que les deux bonne synchronisation. (La durée propagation Le filtrage entre diaphragme à la et le propagent dans le même sens pour une de lumière est du même ordre que les temps de prisme à vision directe insérés (ASE). superradiance spontanée dans par entre les deux amplificateurs En sortie du 1 er réalisent le étage (avec injection) la toute la bande d’émission du colorant est incomparablement plus grande qu’aux suivant peut alors chuter "vidant" se imposé puissance du faisceau amplifié (la densité spectrale de puissance à la fréquence est bien sûr injectée complètement le dramatiquement deuxième Le colorant utilisé est une Millipore (FALP-142 étage avant coumarine circuit constitué d’une pompe filtre impulsions nécessaire pour éliminer la fluorescence comparable un des continu, et est étages). puissance totale émise l’étage faisceaux, YAG premier étage (500 (Quantel), 50 type en autres Le rendement de fréquences). l’absence de filtre, l’ASE du premier étage que celui-ci n’ait pu servir. ou 540A) dissoute dans du d’un réservoir FA, diamètre des (une pores : 1 méthanol, il circule dans bouteille de chimie 03BCm) et des deux en verre) amplis en d’un série. Signalons qu’il est indispensable que le réservoir possède un évent, sinon au cours du fonctionnement le colorant chauffe, il y nous en avons a dilatation et le circuit éclate fait la triste quelque part (généralement c’est une cellule), expérience. ii) Les cellules à colorant Les deux puissance de étages amplificateurs pompe qui leur est sont construits de manière envoyée. identique, ils ne diffèrent que par la Ils sont constitués d’une cellule où le colorant circule à grande vitesse. Ces cellules sont construites à partir d’une moitié de cellule Hellma pour spectropho191 Fig. tomètre qui carrée 10 un x III-6: Une des deux cellules à colorant. sert de fenêtre collée par 10 Un mm. lamage de 1 une mm colle silicone dans le support d’inox faible interstice où circule le colorant et Le colorant est (RTV 734) sur un support en inox de section qui pompé transversalement, est la cellule ménage entre la fenêtre et le métal proprement dite le laser incident longeant (Fig. III-6). la fenêtre pour ressortir amplifié. La sur figure III-7 explique la géométrie. la cellule à l’aide d’une lentille Il faut simplement cylindrique (focale ~ 10 faire converger le faisceau de pompe cm) montée dans un support rotatif pour pouvoir aligner suffisamment précisément le bâtonnet de colorant excité et le faisceau vert. La cellule est elle-même montée sur un support rotatif grâce auquel on l’oriente à l’angle de Brewster pour le faisceau. Ce schéma de cellule n’est pas le fruit du hasard mais résulte de la nécessité que le colorant circule très vite et quitte la zone d’interaction très rapidement. Ceci du méthanol varie tient au fait que l’indice de réfraction particulièrement vite avec la température (-10 -5 K ), 1 or l’énergie absorbée par le colorant n’est évidemment pas entièrement restituée chauffer le colorant et donc le méthanol et provoque 192 sous un forme de lumière laser, le très net effet de lentille reste "sert" à thermique. L’effet Fig. III-7 : Utilisation d’une cellule à colorant : a) Vue de face. Le faisceau à amplifier entre à l’angle de Brewster. b) Coupe transversale : le faisceau à amplifier frôle la paroi de la fenêtre. Le colorant est éclairé transversalement. qui nous degrés et la préoccupe n’est pas direct, en effet ce de liberté internes de la molécule de coumarine température gênant c’est un échauffe, par pendant un donc l’indice ne varient que bien effet indirect et c’est lui contact, la fenêtre de la cellule certain temps le méthanol encore disparu au contre de pulse à pulse les que degrés circulation laquelle il circule et est ne circule pas dépendant de la ce donc assez l’énergie des de liberté externes, est lent l’amplification thermique persiste coup suivant si le colorant qui fluctuent après nécessite le transfert de qui circule ensuite, jusqu’à alors gravement déformé. Cette déformation de pompe vers qu’on évite par une ait enfin refroidi la fenêtre. L’effet de lentille pas chauffage, qui a eu rapide : à son lieu. Ce qui est le méthanol chauffé tour celle-ci réchauffe que le courant de méthanol un vite, puissance moment. Il et le et du faisceau réglage peut n’avoir amplifié est du faisceau de surcroît très instable et rend le faisceau absolument 193 inutilisable. Avec le modèle de cellule adopté, la vitesse de circulation est suffisante pour problème thermique 3) qu’aucun n’intervienne. Performances a) Energie des impulsions Lorsque impulsion. dans amplificateurs Dans la énergie est niveau du injectée, obtenue pour c’est-à-dire que pour cet est encore en on n’est une premier amplificateur). de pompe : réglés, plus obtient on en que de 1.5 mJ à cause puissance du faisceau vert Le deuxième des pertes étage on est est faible gagne peu à bien dans (< 10%). l’augmenter. Cet Le un étage en plus, interviennent qui régime où l’émission est voir serait (mesurée principalement est aussi presque saturé par premier étage quant à lui n’est la filtre (il s’agit pas rapport à saturé, il donc relativement du prisme à vision Fig. III-5). Ces deux remarques peuvent laisser à penser qu’une d’amplification 2.5 mJ par continu de 50 ± 10 mW régime de gain presque linéaire et la proportion d’ASE à sa sortie est diaphragme, étage amplificateur est saturé par rapport à la puissance importante. Ceci rend absolument nécessaire le dispositif qui directe et du sortie du deuxième du faisceau. induite, la proportion d’ASE l’énergie sont bien cellule, l’énergie l’optique de transport Cette au les préférable. C’est possible, attendre d’une telle modification ne nous a pas paru configuration différente, mais le justifier avec un étage gain hypothétique qu’on pouvait l’investissement supplémentaire en temps qu’elle exigeait. b) Durée et qualité spectrale La figure III-8 montre un enregistremens typique 194 par une photodiode rapide d’une impulsion Fig. III-8 : Enregistrement d’une impulsion typique du laser d’énergie ~ 2 mJ,03BB = 539.4 nm. en sortie des amplificateurs. abstraction faite de ces On peut noter quelques petites fluctuations. La forme des impulsions très stable: mesurée à mi-hauteur elle est de 8 A partir de cette traces d’oscillation à haute durée, on peut obtenir ou une et en fréquence, mais particulier leur durée est 9 ns. estimation théorique de la limite inférieure de la largeur spectrale : Représentons l’impulsion par l’enveloppe de la une gaussienne de largeur totale à mi-hauteur représentation temporelle du champ électrique en 195 est la racine 0394t : carrée, c’est encore Fig. une sa III-9 : Spectre de la transition , F 1/2 7S = 4 ~ 3/2 6P avec excitation gaussienne : transformée de Fourier est aussi et la densité spectrale de une l’impulsion gaussienne : est donc elle aussi 196 une gaussienne : pulsée. de largeur totale à mi-hauteur : On obtient ainsi dans notre cas en prenant 0394t = 8 ns : Il est intéressant de comparer cette valeur à celle fication du faisceau sonde (cf. II-3). Sur la qu’on déduit des spectres atomiques d’ampli- figure III-9 par exemple, on mesure une largeur mi-hauteur des résonances fines de 60 MHz. Cette largeur peut être attribuée à plusieurs les effets s’ajoutent quadratiquement : la largeur collisionnelle contribue pour 48 MHz compte tenu d’une et II-3) qui de l’impulsion sonde vitesse des atomes (25 MHz pour 20 excités, qui faisceaux d’excitation (540 nm) et de sonde (1.47 03BCm), du laser vert est ~ 55 MHz. L’accord est dans bon, trouve parfois mais de toutes façons, on satisfaire légère Compte tenu ce cas résultat est assez amplement à l’objectif initial qui saturation à la largeur du rapport des cette valeur indique de la distribution de longueurs que la d’onde des largeur spectrale précis remarquable. Souvent il est un peu moins satisfaisant. Tout au une cause moins voit-on était de résoudre la structure 197 dont 6P (cf. § II-2 3/2 (s ~ 0.3), la durée finie 80 MHz. Ces fluctuations sont difficiles à attribuer à ce causes de la transition 7S - ns), le reste correspondant est donc 20 MHz. totale à hyperfine particulière qu’il permet dans 3/2 6P - de Complément III-I-A MESURES DE SECURITE qu’un laser de ce type est dangereux. Il saute aux yeux Nous allons dans ce très court complément indiquer les idées générales qui nous ont guidés pour choisir les mesures de sécurité que nous prenons autour de ce laser. 1) Opérateurs Il importe travaille et en étrangers premier lieu de réaliser le laser. ou non sur sous-ensembles : les train de travailler contraire conscient du de danger n’est pas du tout le même suivant On doit donc diviser l’ensemble des victimes "opérateurs" sur que le et les le laser : elle est en deux qui n’est pas en priori inconsciente du danger. Un opérateur doit être au "étrangers". a Est potentielles qu’on étrangère toute personne danger qu’il encourt et peut faire encourir aux autres du fait qu’il est en train manipuler le laser. 199 2) Protection des Les étrangers étrangers étant présumés inconscients, aucun faisceau ne doit pouvoir les atteindre même ac- cidentellement. Plusieurs écrans successifs sont tubes, des panneaux "paravents" en dural pour avec séparer interposés entre les faisceaux et les zones à protéger : couvercles et enfin dans notre pièce grands panneaux en contreplaqué agissant la zone d’expérience des bureaux et des comme zones de circulation. 3) Protection des opérateurs Il est bien évident que il doit être parfaitement différentes protections contre lunettes de protection et Pour étant forcément amené à conscient à tout moment du qu’il qu’elles risquent l’opérateur risque qu’il doit outrepasser pour arriver d’entraver ses mouvements). l’imposer aux autres. approcher au est danger l’y en de train de aident Il faut "bien entendu" les près (il faisceaux, prendre ne et les faut pas par s’imposer le port de conclure, nous dirons que nos mesures de sécurité peuvent paraître insuffisantes à certains, superflues à d’autres ou même ridicules, mais le ridicule fait pas 200 perdre la vue. III-2 Chapitre LE LASER SONDE 1) Raisons du choix d’un laser à centres colorés et a) Transitions Comme il a que l’absorption seules sont été sont haut signalé plus qu’il (cf. Partie est important de choisir que par des transitions des transitions 7S ~ dans le domaine du nous avons excités, l’émission induite vers effet utilisables les transitions couplés à 7S II), jugé préférable d’utiliser, un niveau niveau plus haut. Deux transitions sont alors vers un tenu en 6P à 1.47 03BCm 3/2 (et longueurs d’onde) possibles d’une détection laser des atomes Compte de la transition 7S ~ 1/2 6P et 7S ~ une vers sont bas que 1/2 plutôt 7S envisageables (cf. Fig. III-10) : transition où la force d’oscillateur est les niveaux 3/z 6P quadrupolaires sont ici 3/2 6P plus en vue et sans respectivement 1.36 grande 6P les niveaux 5D qui ne , 1/2 intérêt. Les longueurs d’onde 03BCm et 1.47 03BCm, toutes deux proche infrarouge. 3/2 (2 sous6P 1/2 a une structure hyperfine beaucoup plus simple que le niveau 6P niveaux au lieu de 4) et cette structure y est en plus beaucoup plus large (l’écart hyperfin dans 6P 1/2 Le niveau est de l’ordre de 200 MHz dans est de l’ordre de 1000 MHz alors qu’il les effets de comparables à 1.36 03BCm en dépit polarisation sont très pourrait présenter nous plus faible. ont contraints à comme les deux transitions, la transition certains avantages vis-à-vis de la transition d’une force d’oscillateur deux fois uniquement technologiques sur ), 3/2 6P choisir 201 1/2 7S ~ par ailleurs 1/2 7S 6P 1/2 3/2 à 1.47 03BCm 6P ~ Nous allons voir que des considérations (tout au moins dans un premier stade) la Niveaux du césium Fig. III-10 : transition b) Lasers A 1/2 7S assez où ou égale à celle de . 1/2 7S . 3/2 6P disponibles l’époque de lasers ~ d’énergie inférieure se à ces longueurs posait pour d’onde nous la couramment utilisés dans le question du choix du laser, il existait déjà deux types proche infrarouge : modèle fonctionnant autour de 1.5 03BCm avait été mis au les lasers à centres colorés dont point à l’ENS par B. Etienne, lasers fonctionnant soit autour de 1.3 03BCm, soit autour de 1.55 03BCm, conçues pour les télécommunications par fibres La remarquable à centres colorés et les diodes applications de optiques. simplicité d’emploi des diodes lasers comparée à la relative complexité des lasers nous paraissait particulièrement attrayante diode convenable. Notons d’ailleurs que c’était qui un en et nous incitait fort à rechercher une grande partie l’espoir de disposer d’une telle source avait fait germer l’idée d’utiliser l’émission induite pour la détection. 202 c) Choix du laser à centres colorés à 1.47 03BCm Cet espoir s’est malheureusement révélé vain jusqu’à présent. Les fabricants d’une part par les courtes "fenêtres télécoms" à 1.3 et 1.55 03BCm, ils valeurs. Ils y ont réussi et à nos malgré tous sont se efforts nos appliqués nous disques, d’autre part à centrer toute leur production n’avons pas pu trouver de diode ces conditions, force était donc de s’orienter vers sur ces qui réponde les lasers à centres colorés plutôt que les diodes laser. Au début du siècle de nombreux cristaux ont été étudiés pour leurs et par les deux besoins. Dans vers pour les compacts longueurs d’onde, intéressés sont lenauer [90] qui lancé l’idée. La a d’impuretés ou fluorescents adéquats. Le cristal la transition probablement vers 3/2 6P : plupart à centres colorés que de type 1.47 03BCm. Sa l’ENS par A. Ladan et B. Etienne et cristaux permettant fabriquer et qui principe (III) [91]. A F de son utilisation en une être taillés de cristaux de KCl : les centres F A sont décrites maîtrisée assez simple + Tl détail dans le alternance façon et la assez de dopé nous l’a fait de d’ions les centres par longueur Département de Mol- dopés apparaître choisi est KCl au original alcalins Il permet d’atteindre la d’atteindre 1.36 03BCm tels que KF : plus doivent production des halogénures nous avons technologie déjà nécessitent pour fonctionner régénération et qui La en des cristaux sont des l’article diverses et irradiés convenablement pour y faire métalliques les centres sont [89] depuis ont été utilisés pour faire des lasers parmi ceux-ci beaucoup propriétés spectroscopiques, dont + Tl d’onde de Physique préférer de à d’autres 2 [92] que nous ne savions pas + F phases d’utilisation et de phases de particulière. procédure assez complexe qui permet d’y créer Complément III-2-B. Signalons enfin que nous avons récemment appris l’existence d’un autre cristal qui lase à 1.47 03BCm, il s’agit de NaCl : OH- bien qu’il exige un [93]. Son rendement éclairement accessoire par quantique semble meilleur un laser à argon, 203 nous + et que celui de KCl : Tl envisageons de l’utiliser. Fig. III-11 : Schéma du laser. 2) Description du laser a) Description sommaire des divers composants de la cavité Le laser à centres colorés que pompé par un laser à YAG en anneau continu (03BB = 1.06 donc construit utilise donc un + cristal de KCl : Tl 03BCm) et placé à l’incidence de Brewster dans une cavité (cf. Fig. III-11) : L’épaisseur du cristal est calculée de telle sorte que celui des miroirs dorés courbés. Le cette cavité et de la Le nous avons Complément III-2-A est de celui-ci consacré à la se compense avec présentation des calculs de compensation de l’astigmatisme. cristal, maintenu sous vide et à la l’incidence de Brewster entre deux miroirs d’ajuster le l’astigmatisme température de l’azote sphériques dorés liquide par un cryostat, est tenu à dont l’écartement est variable et permet waist du mode laser. Comme dans tout laser en anneau, un dispositif unidirectionnel impose à l’émission laser 204 un sens 10 de rotation défini. Ce mm verre (Hoya) de longueur FR-5 placé dans un champ magnétique d’environ 3 kGauss (induisant par effet Faraday une rotation de 2.5° du à l’axe de dispositif est constitué ici d’un barreau plan de polarisation de la lumière) optique (son épaisseur 2.5° pour la sélectifs dans la cavité pour colorant, épaisseur (~ 13 de Brewster sur soit mm) longueur de la cavité été choisie de d’onde de 1.47 longueur Les centres colorés ont les lasers à a et se deux Fig. III-14 : hyperfines. une fait façon qu’elle présente aussi un perpendiculairement pouvoir rotatoire de 03BCm). bande d’émission assez large et il faut donc placer des éléments qu’un seul mode puisse osciller. On utilise les mêmes éléments un un suivi d’une lame de quartz taillée filtre biréfringent de Lyot à 3 lames, un étalon étalon mince formé d’une lame de silice de 0.1 grâce à deux lames de silice montées galvanomètres, Tableau des afin de pouvoir signaux utilisés pour 205 en épais mm. à air approximativement sur réglable en L’accord fin de la sous faire varier l’inclinaison. asservir le laser que dans chacune des transitions incidence Fig. III-12 : Montage utilisé pour obtenir des signaux atomiques d’erreur : a) Schéma. b) Propriété de la vapeur de césium exploitée en fonction de la présence (x) ou (-) b) des lames de l’absence 03BB/4. Contrôle de la fréquence i) Asservissement de la fréquence à une référence atomique externe On joue Scanning laser sur n°Z vert) la fréquence 1707) qui portent en Fabry-Perot balayable les signaux d’absorption qui a été mise en commandant les lames de silice. Le est obtenu soit de manière de méthode du laser classique en pression, soit grâce à saturée. Nous en 0153uvre préciserons par Michel Lintz. 206 en courant les deux signal envoyant une d’erreur une galvanomètres (Général (qu’on partie traite du faisceau cellule de césium annexe ici seulement succinctement le pour le comme sur un dont on étalon exploite principe de cette Le montage instrumental est schématisé chauffée 150°C et excitée par vers deux du laser à centres colorés : une Fig. III-12. décharge RF, l’un, intense, sert Au centre se trouve petite cellule à Cs une elle est traversée par deux faisceaux issus tous de l’autre "pompe", beaucoup plus faible est la "sonde". Le faisceau pompe crée dans l’état 7S dépendent de polarisation sa pompe est modulée par une et une population, une orientation et qui modifient celle du faisceau sonde. lame 03BB/2 tournante, suivie ou non un alignement qui polarisation du La d’une lame faisceau 03BB/4, l’analyse de la polarisation du faisceau sonde est faite par un polariseur presque croisé avec la polarisation incidente, éventuellement précédé d’une lame Une détection polarisation [72]. pompe. On obtient des ou l’autre (ou les deux) C’est la méthode synchrone permet signaux lames 03BB/4. connue sous d’extraire le le Ces spectres spectroscopie de signal modulé comme la polarisation de formes très différentes suivant que l’on 03BB/4 (Fig. III-13). de nom inséré a expérimentaux ou non sont bien l’une interprétés théoriquement lorsqu’on adapte à la situation expérimentale présente les calculs développés à propos de la fluorescence inhibée. L’intérêt de spectres, étudiés de manière particulièrement détaillée par M. Lintz est expérimental transitions ces directement un signal le plan théorique et d’erreur pour quatre des six hyperfines 7S, F - 6P , F’ possibles (cf. Fig. III-14). 3/2 Les deux transitions rectement qu’ils fournissent sur exploitable faisceau laser avec un au pour voisinage un immédiat desquelles aucun des spectres asservissement pourraient être atteintes en ne semble être di- décalant la fréquence du de l’étalon et on modulateur acousto-optique. ii) Asservissement de l’étalon Fabry-Perot interne Le asservit principe sa de cet asservissement est très longueur de telle sorte fréquence soit on module l’épaisseur que la modulation de l’intensité du laser qui en résulte à la même nulle. Le spectre de bruit d’intensité du laser modulation. classique : (Fig. III-15) montre bien le pic correspondant à cette Lorsque l’asservissement est accroché, il disparaît (l’harmonique 2 déjà visible, persiste). On voit aussi sur ce spectre un pic intense et relaxation dans le laser de pompe dont large à 2275 l’origine n’est pas 207 Hz, il est dû à claire. un résidu d’oscillation de Fig. III-13 : Exemples de spectres obtenus. A gauche : spectre théorique, à droite : spectre expérimental. Sur les spectres théoriques, les droites verticales indiquent la fréquence des transitions. Les spectres sont compliqués par l’existence de résonances croisées. a) Pouvoir rotatoire sur les transitions 7S, F b) Biréfringence sur les transitions 7S, F 4 = 3 - = 208 . 3/2 6P 6P . 3/2 Fig. III-15 : Spectre de bruit d’intensité du laser (l’asservissement de l’étalon interne n’est verrouillé). pas iii) Repérage pratique de la fréquence Deux accessoires osciller à la fréquence on commence se révèlent être d’une très exacte de la transition par utiliser un lambdamètre qui grande utilité 1/2 7S - 6P 3/2 a lorsqu’on avant de verrouiller été conçu et réalisé 209 doit au amener le laser à l’asservissement : laboratoire sous la direction Fig. III-16 : Spectre d’absorption de 1/2 7S de G. Trénec Cet appareil (il est résolue, diffère donne en pas celle de assez de la lampe spectrale hyperfine . 3/2 6P peu du modèle décrit permanence la à césium. La structure longueur en détail par B. Girard dans d’onde émise par le laser avec au sa thèse [94]). moins 6 chiffres significatifs, ce qui permet de se placer sans difficulté dans le profil d’absorption d’une lampe à césium [95] qui nous sert de Cette lampe très simple : façon est est "cellule de référence" extrêmement utilisée une en permanence pour un simplifiée. contrôle visuel de la photodiode montée en photovoltaïque est figure III-16 montre que 210 du laser, de placée juste derrière la lampe qui alimentée normalement par le secteur. La décharge peuple le niveau dans la cellule est très visible : la fréquence 6P et l’absorption du laser 3/2 malgré l’importance de l’élargissement Fig. III-17 : Aspect de l’écran a) Laser coupé. b) Laser hors résonance. c) Laser à résonance. de l’oscilloscope dans (par pression) la structure hyperfine de l’état pas du trois situations différentes : 7S est bien résolue (celle de 3/2 6P par contre ne l’est tout). Sur l’écran d’un oscillo, trois situations différentes peuvent être distinguées d’un seul 211 coup d’0153il (Fig. III-17) : laser éteint, laser allumé, laser accordé. On voit bien que cette méthode est extrêmement facile à mettre peu d’habitude, de sélectionner alors se d’explorer finement centrer sur une c) Pompage du Les centres ment transition zone (Tl) A F comme on épais (3 mm). de dans KCl fréquence tout à 77 placé, fait avec La meilleure présentent focalise le faisceau pompe de focaliser aussi sur une en de hyperfins surveillant les 1/2 7S voulus. Il suffit signaux de l’expérience pour bande d’absorption centrée à 1.04 03BCm et suffisam- pomper efficacement K, à l’intérieur d’une laser à YAG avec un enceinte à le jet de colorant d’un laser à en pas facile de l’éclairer vide, il n’est colorant, il est en des miroirs de la un par ailleurs beaucoup plus utilisant l’un des deux miroirs cavité, choisi dichroïque à placés cet effet. On dans l’enceinte à vide dans le but le cristal le faisceau à 1.47 03BCm. C’est la raison miroirs un revêtement (1.06 03BCm). façon de le pomper est en fait d’envoyer le faisceau pompe colinéairement faisceau laser à 1.47 03BCm, à travers des miroirs les sous-niveaux avec un , F’ particulière. 3/2 , F - 6P 1/2 7S large pour qu’on puisse les de côté précision permet, cristal Le cristal étant au cette avec 0153uvre, elle en qui à fait choisir pour nous or, très bon réflecteur à la fois à 1.06 03BCm et à 1.47 03BCm ces (R > 98%). Le défaut métalliques et particulièrement des miroirs dorés (comparés aux miroirs diélectriques) est leur extrême il n’est pas fragilité : sont presque continuellement sous possible vide et de les nettoyer. En après plusieurs pratique, ceux que nous utilisons ici années de fonctionnement ils sont encore propres. Le laser YAG que en continu un nous faisceau utilisons pour le pompage est le modèle 114 R de polarisé pouvant atteindre certaine valeur de la puissance de sortie. Cette avons-nous intensité de 6 W. Il est installé un atténuateur externe très simple constitué d’une lame des valeurs éventuellement très basses le waist du faisceau parfaitement pour une sans constant 212 03BB/2 orientable suivie d’un Ceci permet de diminuer la puissance du faisceau modifier les autres qui dépend beaucoup de la puissance émise le barreau de YAG reste ainsi optimisé puissance est parfois trop importante pour nous, aussi polariseur (un cube séparateur de polarisation) fixe. jusqu’à une Quantronix qui délivre paramètres ; par suite d’effets en particulier, thermiques dans (sa valeur est importante pour l’adaptation du Fig. tion est faisceau pompe Jusqu’à absorbée III-18 : Puissance absorbée par le cristal KCl : plus grande quand le laser fonctionne (O) au faisceau 3.5 W de (Fig. III-18). infrarouge dans puissance incidente le sur que , + Tl quand il on ne remarque que lase l’absorp- pas(0394). cristal). le cristal, plus de 80% de la lumière de Elle est bien absorbée par le 213 cristal, car en l’absence de celui-ci pompe y est l’absorption n’est que de 8% . On constate la même sur figure que l’absorption à 1.06 03BCm dépend de la présence cristal de lumière laser à 1.47 03BCm : au-dessus de 0.7 W de puissance incidente si du faisceau quelque part dans la cavité, on le laser s’arrête d’osciller et simultanément ou non sur coupe le le trajet l’absorption du faisceau pompe diminue. Ceci s’interprète assez facilement actifs sature pour : lorsque le laser ne fonctionne pas, l’absorption par les centres certaine valeur de l’intensité pompe une (~ 0.7 W) (la puissance absorbée continue cependant de croître mais plus lentement, car il y a d’autres causes d’absorption que les centres actifs). Lorsque le laser fonctionne, vite dans l’état du puissance de apparaître bas, état absorbant pompe aux environs de 3.5 W de l’absorption (par les expériences notre cas centres colorés) sature donc pour il semble que la saturation puissance de pompe). Ce comportement de fluorescence inhibée du plus est une commence assez à comparable chapitre II-2. Performances du laser Remarquons avant tout que les qualité du cristal qu’on y met. un et beaucoup plus grande (dans à celui étudié dans les 3) par contre, l’émission induite force les centres colorés à retomber outil assez facile à performances du laser dépendent dans large mesure Avec certains cristaux de notre stock le laser à centres colorés utiliser, souple d’emploi, de bonne finesse se de la révèle spectrale, de puissance raisonnable, bref un bon laser. Avec d’autres cristaux par contre, il ne marche pas ou mal bien une (nous jetons ces cristaux sûr). a) Puissance, La figure de pompe rendement III-19 représente la puissance obtenue (mesurée juste après le miroir dichroïque 214 en sortie du laser d’entrée qui en fonction de la n’en transmet que 70% puissance ). Cette Fig. III-19 : Puissance de sortie du laser en fonction de la puissance de pompe. figure a été établie à partir à 1.47 03BCm, son de mesures mesures sur le laser complet, avec tous ses éléments sélectifs et rendement différentiel est alors 3% 22 . L’information essentielle que 22 Des faites effectuées en nous modifiant de déduisons de cette figure est simplement façon contrôlée les pertes de la estimation du rendement quantique du cristal : on trouve ~ 215 30% . que nous obtenons cavité permettent de remonter à une des le puissances presque suffisantes à nos besoins malgré les pertes dues à l’interrupteur optique. des cas expériences en continu, puissances ces sont même très largement Dans excédentaires. b) Largeur spectrale Nous n’avons pas de mettent d’en fixer La sur un mesure moins au une première observation précise borne supérieure lorsque le laser est c’est-à-dire largeurs spectrales minimales observées MHz, en tiquement (ce qui vert et considérant que est infrarouge, qui n’est et de leur pas mis interprétation instrusmentale et largeur A cette naturel). mais la largeur instrumentale largeur spectrale du laser entre ordre du Cette sur le Fabry-Perot externe de référence. largeur qui est 55 MHz par la transformée de et porte donc une "largeur instrumen- largeur physique s’ajoutent quadradonc sans au tenu de en d’erreur de l’asservis- la finesse et de l’intervalle atomiques observées fonctionnement lasers, maximum 2 MHz. grandeur du signal Compte doute les deux pulsé (limitée en 1 MHz. continu est inférieurement à est donc tout à fait satisfaisante. Fourier) et Accordabilité Les centres et (voir §II-2) déduit contribuent très inférieure à celle des structures per- asservi. Fabry-Perot, on trouve que la largeur spectrale moyenne du laser est environ aussi nettement inférieure à celle du laser vert c) on nous jeu dans l’asservissement. Des en infrarouge est Cette estimation est confirmée par l’observation de la sement du laser mais deux observations largeur spectrale, est celle des "trous de fluorescence inhibée" signal atomique "extérieur", tale" de 2 de la produisent filtre de Lyot F ( A Tl) dans KCl ont une bande de fluorescence s’étalant environ de 1.403BCm à 1.6 03BCm un on effet laser sur presque toute cette bande arrive effectivement à balayer une assez figure III-20 indiquant la puissance obtenue en fonction par la juxtaposition toute la plage de plusieurs "plages" d’émission laser en une fois spectrale. large plage de la longueur de fonctionnement du en tournant 216 le En modifiant l’orientation du de longueurs d’onde Lyot : a en on ne La fait été obtenue balaye Lyot de façon régulière. d’onde. pas en effet Fig. III-20 : Courbe d’accordabilité du laser : puissance émise. en fonction de la longueur d’onde Nous réussissons bien à faire émettre le laser en régime monomode à la longueur d’onde voulue de 1.47 03BCm. Tout au d’autres cristaux moins ceci est-il vrai se réussi à déterminer avec révèlent inutilisables, l’origine de cette certains avec cristaux, mais comme nous l’avons déjà indiqué ceux-ci le laser devient "bimode". Nous n’avons pas difficulté. 217 d) Durée de vie Les centres colorés de + ( A F ) Tl de nos cristaux sont très résistants, le fait qu’il ne soit pas nécessaire changer de point de fonctionnement le confirme. Sans compter les réglages optiques qu’il faut bien entendu retoucher de temps à autre, le laser ne demande pratiquement aucune autre intervention que celles liées à l’entretien d’un bon vide dans le cryostat 23 . Des charbons actifs froids maintiennent le vide assez longtemps, mais quand ils sont saturés il faut le cryostat et répétés qui dégazer les charbons. En doigt froid, réchauffer général, il faut alors repolir le cristal et ce sont usent peu à peu le cristal généralement qu’après quelques mois décrocher le cristal du jusqu’à nécessiter son d’utilisation. 23 En pratique, ceci est très contraignant et prend beaucoup de temps... 218 ces remplacement. Cela repolissages ne se produit Complément III-2-A CALCUL DE LA CAVITE EN ANNEAU 1) non Motivation d’un calcul complet A la différence des lasers visibles, seulement invisible à l’0153il nu dans le très la en proche infrarouge, tels permanence aux laser infrarouge émet lumière invisible ! Elle est une mais aussi à l’aide des accesssoires les que laser elle-même est faiblement visible éclairées un Find-R-Scope, sur avant etc... A la les cartes Kodak et bien visible U.V. où le faisceau donne fluorescence). Malheureusement, Kodak, cartes qu’il ne soit une tache noire réglé un laser couramment utilisés plus ne vérité, l’émission des cartes sur spéciales, de (traduisant la disparition produit évidemment pas de faisceau et la fluorescence du cristal est quant à elle vraiment trop faible pour être visible par moyen quelconque, Dans colorant ces seule est conditions, il auquel le laser est sa détection directe par des impossible d’utiliser la procédure à centres colorés ressemble pourtant fluorescence, ajustement cun possible de leurs photodiodes un sensibles. habituelle de réglage d’un laser à beaucoup : superposition des taches tailles, etc... Un réglage par tâtonnement ne donne par ailleurs de au- résultat, nous en avons fait la longue et frustrante expérience. Nous avons donc décidé, en dernier recours, de nous laisser éclairer par le calcul, fastidieux mais facile, exposé dans 219 ce Complément. 2) Dépliement de la cavité Reprenons le schéma, simplifié, de notre cavité en anneau. Les deux miroirs sphériques de repli ont même rayon de courbure et la cavité est donc symétrique par rapport au plan médiateur à ces deux miroirs. Le mode laser qui y trouvera éventuellement place 1 et M 2 (là (si elle est stable) présentera donc deux "waist" : l’un au milieu entre les deux miroirs M où on placera le cristal), l’autre au milieu de l’autre bras "horizontal" entre les deux miroirs plans 3 M et . 4 M Nous pouvons, 5 M et 6 M en sans rien changer W’, point où la à la géométrie surface d’onde est des modes plane, 220 et possibles, insérer "déplier" deux miroirs plans les bras M 6 et M 4 1 5 3 2 autour de On se 3 M et : 4 M trouve alors avec une "cavité en fait laser, avant de passer à la cavité ne C’est d’ailleurs [96]. dont en anneau en l’alignement fait la est un première peu plus nous avons que délicat quand on voit pas les faisceaux. Pour étudier cette lentilles de même et X" cavité, la on déplie elle-aussi en 2 M par des focale, enfin, il suffit de remplacer l’ensemble formé d’un miroir plan plus proche les miroirs M 1 et remplaçant par le miroir sphérique équivalent (voir plus loin) constituée de deux miroirs (réels ou virtuels, en et de la lentille qui lui pour être alors ramené à général sphériques). On sait [10] une est la cavité que la condition de stabilité d’une telle cavité est : (R est le rayon de courbure commun aux deux miroirs sphériques équivalents 24 , L la distance séparant leurs sommets). 24 Suivant une pour les miroirs convention courante en optique géométrique, convexes. 221 R est choisi positif pour les miroirs concaves et négatif 3) Condition de stabilité de la cavité a) Equivalence de l’ensemble d’une lentille suivie d’un miroir plan Il est utile ici de refaire l’exercice d’une lentille placée devant un miroir classique d’optique géométrique où on montre que l’association plan est équivalente à un seul miroir, sphérique. Un rayon passant par le foyer objet de la lentille revient sur lui-même, le foyer objet donc le centre du miroir équivalent (c’est du miroir initial situé à l’infini à Un rayon passant par l’image d’ailleurs l’image de la lentille est virtuelle donnée par la lentille du centre gauche). S du sommet S’ du miroir vrai ressort symétrique par rapport à l’axe, S est donc le sommet du miroir équivalent. Dans le 222 cas représenté ici, le miroir équivalent est donc réel et convexe Pour des pour les points points f étant miroir le équivalent indiquant Dans le de notre équivalent a gauche de S. (i.e. allons voir que c’est le (nous cas ici en virtuel : du miroir doré de repli) et D = F’S’ la distance entre le foyer plan "réel" (en fait le miroir fictif placé en W’), le rayon de courbure du est : signe moins cas est convexe la focale de la lentille de cette lentille et le miroir situés à situés entre S et la lentille sources pratique), le miroir toujours sources donc un suivant notre convention que le miroir est ici cavité, f rayon très = 37.5 mm et D vaudra petit, environ 20141.5 223 mm. en pratique convexe. environ 1 mètre, le miroir b) Expression de la condition de stabilité Reprenons notre cavité dépliée, il s’agit de voir quelles conditions sur sa forme impose la relation (III-2-1) qui exprime, sur la cavité équivalente, sa stabilité : Nous venons (réel ou virtuel de voir que l’ensemble lentille + miroir suivant l’endroit où va donc toujours considérer est assez loin, le miroir équivalent on se comme un place point par rapport à source est réel et à droite de de O. La cavité équivalente est alors manifestement instable. deux miroirs équivalents sont La relation III-2-1 s’écrit encore : 224 lui). équivalent Le cristal à un sera miroir placé en convexe O qu’on 0, réciproquement l’ensemble de gauche est Elle sera "plus proches l’un miroirs sont alors virtuels : est réel. Si l’ensemble lentille + miroir de droite à gauche négative (les plan stable si la "distance" de l’autre que s’ils se 2 devient 1 S touchaient"), les où R C 1 (= S l’esprit de ce concaves cas, la mais cette fois et en (= S 2 ) sont tous deux cavité formée de deux miroirs relation par aussi L (R > 0) et L(= S ) 1 2 multipliant ou encore C mais ) S 2 remplacer cette deux miroirs Dans = convexes virtuels par s’écrit se C 2 R(= S = 2 (toujours positif) R traduit en une pour cavité formée de toujours : S 1 C ) on sont tous deux positifs. obtient dans l’un et l’autre maintenant cette relation plus reposant réels : (III-2-1) et Il est négatifs. fonction des paramètres de la où 225 cavité initiale En cas : développant le carré Compte On de tenu ce les mesure sur que D > 0 dans la plans pratique, de l’enceinte à vide ceci implique : (qui tient les miroirs dorés et la distance entre les miroirs et donc celle entre leurs micrométriques qui permettent mesures man0153uvrer. (Nous en fonction de la avons vérifié cette suspendu le cristal) position des dépendance butées par des optiques). On peut alors tracer la c) de les foyers, où est Etude (et choix) Le mode laser zone de stabilité accessible de notre laser (cf. Fig. III-21). du waist du laser présente un waist au centre de symétrie de la cavité équivalente, c’est-à-dire point O, milieu du segment joignant les deux miroirs sphériques de repli. Son au rayon est donné par [97] : c’est-à-dire La en utilisant les figure III-21 La croix paramètres de la cavité réelle : montre l’allure des courbes indique le . 0 d’égal 03C9 point de fonctionnement focal dans le cristal de 20 03BCm. Cette valeur est que une 226 nous avons choisi, il correspond à valeur communément retenue, que ce un rayon soit dans Fig. III-21 : Zone de stabilité géométrique du laser et courbes "iso-waist". La partie hachurée correspond aux configurations instables de la cavité. Les flèches horizontales et verticales indiquent les limites qu’impose la mécanique du laser : limite inférieure pour D et supérieure pour d. 227 les lasers à colorant compte d) tenu de première déterminées expérimentale et la on précédemment, a lasé de astigmatisme assez sépare les sur sont le aveuglément en utilisant les valeurs au waist sur le cristal laser, à partir de (on trouve effectivement ~ 19 03BCm). le faisceau de façon à être à l’incidence de Brewster. Le faisceau de l’effet combiné de la convergence et de l’inclinaison important qu’on peut traduire de la façon simple suivante : la distance deux miroirs de repli de la cavité n’est pas la même suivant plan de l’anneau pourrait éventuellement être telle tangentiel et construit premier coup. endroit, il résulte sont dans le qui du laser, l’astigmatisme étant très convergent à cet les rayons proche de la valeur minimale possible calculs nos remonter Le cristal de KCl est incliné effective qui est directe du diamètre du faisceau à la sortie du mesure peut facilement 4) Compensation un de brillante est que le plus La deuxième est la laquelle colorés, elle dans les lasers à centres l’astigmatisme (voir plus loin). Confirmation La ou plan sagittal (ce que la cavité ou ne dans le puisse n’est pas vraiment notre qu’on considère plan perpendiculaire [98]. La différence pas être simultanément stable dans le cas ici). Les longueurs plan effectives du cristal respectivement (Fig. III-22) : oùt est l’épaisseur Kogelnik traduit par a une du cristal et proposé [99] n son indice. de compenser cet différence de leur focale, astigmatisme dans le par celui des miroirs de plan tangentiel et 228 dans le repli qui plan sagittal [100] : se Fig. Kogelnik fait son III-22 calcul pour la compensation de Il suffit de couper le cristal en deux l’astigmatisme se deux pour idéale est alors : à notre cas. L’épaisseur convaincre (où R est le rayon de courbure des miroirs de repli). Nous trouvons dans notre un seul miroir. (par la pensée !), l’effet d’une moitié étant corrigé par un miroir, celui de l’autre par le deuxième miroir pour l’adapter du cristal par cas : 229 qu’il suffit de multiplier son résultat par De plus, faisceau il résulte des calculs de sur une Kogelnik que la présence du cristal empêche tache dont la surface soit inférieure à : Ceci justifie le choix d’un waist de rayon 20 03BCm dans le calcul précédent : t = 3 3 10 03BCm, de concentrer le on trouve A = 03C0 n min 2 03C9 = 900 2 03BCm 230 et donc 03C9 min ~ 15 03BCm. avec À = 1.5 03BCm et Complément III-2-B FABRICATION DES CRISTAUX Des cristaux de KCl : Tl + contenant des centres colorés sont vendus commercialement par la société Burleigh pour équiper ses lasers. Outre dimensions voulues pour notre laser. Nous une avons sont extrêmement préféré fabriquer coûteux, ils n’ont nous-mêmes nos pas les cristaux selon technique que nous ont appris A. Ladan et B. Etienne (qui se sont depuis installés au laboratoire C.N.R.S. du C.N.E.T. à Cette fabrication Bagneux). d’un monocristal de KCl dopé au se thallium, l’irradiation qui crée de très nombreux défauts de ces qu’ils toutes sortes, et fait en trois de ce cristal par enfin un principales étapes : le tirage un faisceau d’électrons affinage qui permet de transformer divers défauts pour obtenir les centres colorés qui interviennent dans l’émission laser autour de 1.5 03BCm. A côté de cette 1) Tirage La fabrication, il nous fallu apprendre à découper et polir les cristaux. d’un monocristal grande qualité optique matériau a polycristallin : la solidification du nous dont on a devons donc besoin dans une produire des cavité laser ne permet pas d’utiliser monocristaux de KCl : Tl. A cet un effet, seule liquide fondu permet d’obtenir des cristaux convenables, sans eau qui absorberait la lumière à 1.47 03BCm. 231 Par chance KCl man" celle contracte en que la méthode de plutôt qu’on se solidifiant et on peut donc utiliser la méthode dite "de Bridg- Czochralsky, plus difficile d’emploi. (La méthode de Czochralsky est utilise pour "tirer" les cristaux de silicium : Fig. III-23 : La méthode de contenant le on tire un cristal à surface libre partir de la liquide). d’un bain de où le se produit produit est Creuset scellé Bridgman [101] en silice utilisé pour la consiste à faire descendre lentement à cristalliser et dont le fond est liquide Grâce à la pointe, il vers une production d’un monocristal un de KCl. creuset clos (Fig. III-23) pointu dans un four vertical d’une région chaude région plus froide où le produit est solide [102]. n’y a qu’un faible nombre de germes qui se forment quand le fond du creuset atteint la température de solidification et comme généralement 232 un des cristaux croît plus vite que les autres, La obtient finalement on une carotte monocristalline. du four est environ 1000°C et la descente s’effectue à la vitesse d’environ température mm/heure (ce qui est assez rapide pour une vitesse de croissance cristalline). La composition du mélange est calculée de façon qu’on ait la bonne concentration de thallium dans le cristal : 5 ions 4 thallium pour 1000 ions potassium, soit 2% de TlCl 3 et par dégazé le mélange placé dans le creuset vers 400°C (< ) fusion T but de saturer la surface de la silice à la paroi, ce qui entraînerait avoir à chaud en chlore sa cassure au et faire mais glisser on clive et cristal est bien monocristallin bien 2) bulle, au sec du on y chauffage, refroidissement. ajoute on 50 torr de 4 dans le CCl évite ainsi que KCl Enfin, on rajoute 140 torr ne colle d’argon pour (ce qui prend environ 3 jours), il faut scier le tube la carotte monocristalline au-dehors. généralement pas de au cours rapport à KCl. Après avoir pompé pression voisine de l’atmosphère. une Une fois que le creuset est descendu a en masse etc... Les (KCl est très polit L’étape du tirage tout de suite les cristaux. On (s’il ne l’est pas les joints de grain du cristal est alors de silice terminée, peut ainsi vérifier à l’0153il que le sont visibles à la échantillons obtenus peuvent être conservés à surface), qu’il n’y température ambiante mais hygroscopique !). Création de défauts par irradiation A l’état brut les cristaux l’UV à 196 et 251 nm Pour créer des ne + absorbent, mais dans présentent pas de centres colorés, les ions Tl + [103], ce sont simplement des ions Tl défauts, nous irradions le cristal . + ayant pris la place d’un ion K dopé à l’aide du faisceau très facilement contrôlable d’un accélérateur Van de Graaf (nous utilisons celui du G.P.S. à avec le faisceau à la température (1.8 MeV) une tache ronde d’environ de l’azote liquide dans le sur le laser semblent mm de diamètre porte-échantillon d’un sur Nous éclairons le cristal qui petit cryostat. Nous est refroidi avons essayé (pour une densité de courant de 1.8 03BCA/cm ). Les résultats 2 indiquer que le meilleur temps est 5 min. (2.5 minutes pour trois doses : 4, 5 et 6 minutes de pose finaux obtenus 7 Jussieu). chaque face). 233 + dans KCl. Dans cette figure comme dans + à la place d’un ion K Fig. III-24 : Un ion Tl + à sa place normale, - représente un ion Cl . les suivantes, + représente un ion K Cette irradiation centres F Après produit de nombreux défauts, des centres F , 2 + , k F V etc... mais surtout des [104] (F comme Farbe, couleur en allemand). cette étape le cristal contient tous les ingrédients nécessaires à l’obtention des centres . + thallium : des centres F, des ions Tl obtention des centres voulus 3) Affinage : L’affinage comporte deux étapes : ce qui crée les recuit à centres A (il F ou Tl°(1)) d’abord on éclaire le cristal à -40°C par de la lumière blanche, + (Tl par association d’un centre F et d’un ion Tl A F ) + température ambiante, Les centres (Tl A F ) + en impureté cationique (ici on existe élimine certains centres indésirables plusieurs variantes) [105] par qui absorbent une nuit de à 1.47 03BCm. sont l’association d’un centre F et d’une ), l’électron étant localisé surtout sur l’impureté. + Tl 234 puis - par choc avec un électron incident : l’ion Création d’une lacune de Cl III-25 : Cl s’est déplacé et laisse derrière lui une lacune, indiquée ici par un carré vide. (D’autres mécanismes moins directs mènent aussi à la formation de lacunes de Cl ). - Fig. Dans le cas suggère qu’on d’où l’autre En a nom du thallium, grande affinité électronique (supérieure plutôt affaire à un qu’on donne à ce pratique, le cristal est où il est maintenu dans thermique sa relativement centre coloré placé dans porte-cristal grande. (neutre) un de thallium associé à [106] : Tl°(1), le relié au vase à azote par Pour contrôler que la transformation des centres F en prévu, on trace le l’éclairant d’ailleurs en quantité insuffisante, l’absorption centres à 1.06 03BCm absorbants, platine permettent de spectre d’aborption du cristal à 77 K en avec sans la même de centres F A a une lampe. Avant température doute des centres . 2 + F lacune, neutre aussi, constuit à cette intention de laiton de résistance jusqu’à la température de et de la réguler). A s’est bien déroulée F comme le laissant dans le même cryostat et éclairement, qui absorbent à 1.06 beaucoup augmenté centres en une tige Il peut être réchauffé par des résistances la de 1, 7 eV à celle de K ) + 1 étant pour "une lacune". petit cryostat spécialement mesurer -40°C (des résistances un atome de 03BCm le spectre montre la présence, (Fig. III-29). Après éclairement, mais le cristal absorbe à 1.47 03BCm: Ces centres sont détruits après on a une nuit produit des passée à la température ambiante après réchauffage du cryostat, le cristal n’absorbe alors plus à 1.47 03BCm, tandis 235 Fig. III-26 : Centre F : lacune de Cl Fig. III-27 : Centre peuplée d’un électron. . + + ( A F ) Tl : l’électron du centre F se lie à l’ion Tl 236 Fig. III-28 : Autre vue du centre coloré : lacune vide (sans électron) : centre Tl (1). 0 que la densité (Fig. III-29). optique à 1.06 03BCm reste un atome de thallium neutre associé à grande, indiquant qu’il On peut maintenant sortir le cristal pour l’utiliser de feuille d’aluminium dans de l’azote liquide). 237 reste beaucoup de (on peut une centres aussi le stocker (Tl A F ) + enveloppé Fig. III-29 : fabrication. Spectre d’absorption d’un cristal typique 238 aux trois étapes principales de sa Complément III-2-C LE CRYOSTAT Ce petit ment Complément est consacré à la présentation schématique du cryostat qui est malheureuse- indispensable colorés que lorsqu’ils nous avec ce type de laser. Il est indispensable à exploitons, ceux-ci sont en effet instables à sont éclairés. Leur fonctionnement même est très cause de la nature même des centres température ambiante, particulièrement dégradé dès qu’ils se réchauffent ; il est donc crucial que le cryostat maintienne la température La puissance grande (~ 3 à 5 W), ce qui exclut l’utilisation d’éléments thermique à évacuer est alors très basse lors du fonctionnement du laser. Peltier. Le dessin schématique terminant le pot à azote décrocher le du cryostat, Fig. III-30, suspend dans le porte-cristal (retenu par une vide le est assez simple et explicite : un doigt froid porte-cristal. L’assemblage conique permet butée) lorsqu’une réchauffer la partie haute du cryostat qui peut être isolée par intervention est une vanne nécessaire, et de ce sans tiroir et détachée de la partie basse. On notera la l’azote gazeux qui Son efficacité a présence d’un "écran froid" en cuivre qui étant soudé aux s’échappe du pot et permet de diminuer très fortement les pertes par rayonnement. d’ailleurs été encore Suivant la qualité du vide grandement accrue par un polissage soigneux au Miror. -6 torr, par les charbons actifs), (maintenu, après pompage initial à 10 l’autonomie du cryostat, pour un volume d’azote de 3.3 litres est de 2 à 4 jours le faisceau donc). YAG, évents est refroidi par il faut évidemment évacuer plus de Il faut repomper le vide toutes les semaines et 239 chaleur, la (quand le cristal reçoit consommation d’azote augmente dégazer les charbons actifs tous les mois (par chauffage sous Signalons vide). pour finir cryostat est de maintenir dorés de repli de la cavité qu’un sous rôle en principe accessoire mais vide et donc à l’abri des (cf. Complément III-2-A). 240 poussières en pratique très appréciable et pollutions du diverses les miroirs Fig. III-30 : Schéma du cryostat du laser. 241 Chapitre III-3 LES CELLULES, LE CHAMP ELECTRIQUE Pour les études en exposées dans ce mémoire champ électrique transverse, l’autre permis les expériences nous avons dite "cellule à de fluorescence inhibée et les successivement utilisé deux poils" en premières cellules, l’une champ longitudinal. La première études de a l’amplification pulsée (cf. § II-2 et II-3), la seconde a été mise en place pour l’étude de l’alignement Stark (§ II-4). Une cellule à champ longitudinal de bien meilleure qualité a été réalisée et devrait très prochainement être installée sur le montage. 1) Principes généraux La difficulté de construction des cellules principale vient de ce qu’il (plusieurs kV/cm), bien uniforme dans la par ailleurs pouvons tolérer nous ne outre aggravées aucune faut appliquer zone assez un champ électrique relativement élevé étendue d’interaction pièce magnétique à l’intérieur des cellules. Ces difficultés par l’extrême réactivité chimique du césium sont en nous l’employons (100 à 200°C), qui réduit singulièrement la gamme des Toutes S.V.T. nos [107]. cellules ont été construites selon les mêmes Le corps des cellules est (quelques centimètres), en verre 747 dit 243 aux températures auxquelles matériaux utilisables. principes généraux par encore "verre la même société électronique" (il est utilisé à la fabrication des tubes césium même à haute électroniques température. parce qu’il Le pyrex ne se soude convient pas au-dessus de 200°C et devient vite opaque. Le fait que toujours semblé nous a un césium transversalement décharges comme et mesurer 18/10 : avec non réagit le césium seulement c’était nécessaire pour observer la fluorescence du champ électrique en divers points de la cellule par parfois du une il est suffisamment atomique révélée utile. non-magnétique, réagit ne technique des "passages avec méthode césium, des électrodes, champ électrique est appliqué à la vapeur à l’aide d’électrodes intérieures maîtrisée par S.V.T. rapidement cellules soient entièrement transparentes pas avec le césium, lui et ne l’adsorbe pas de façon gênante. Des passages électriques Le avec au (cf. § II-2) mais cela nous a aussi été fort utile pour mettre en évidence des très facile et s’est ils sont réalisés selon la verre-métal sans vers ne à la cellule forme pas inox d’amalgame l’extérieur sont oxyde" toujours en nécessaires, délicate mais bien le 747. chauffage est réalisé dans un four formé de pièces métalliques enveloppant la cellule chauffées par Thermocoax. L’ensemble est isolé able nos il car Il résiste mobybdène). au indiqué plus loin, enfin une inspection visuelle régulière de l’aspect etc... est ainsi Le le atout : et au covar ou mieux laine d’alumine [108]. thermiquement par un isolant extérieur, feutre thermodurciss- On s’arrange pour que dans la partie principale de la cellule la température soit supérieure de plusieurs degrés à celle qui règne dans la réserve de césium constituée d’un queusot contenant le césium liquide, sur les des lasers, d’être à l’origine d’amorces 2) on s’assure ainsi que le césium parois de la cellule où il risquerait de gêner le ne passage de la lumière vient pas ou même, se condenser sur le passage de fêlure. Les deux cellules La cellule que III-31 nous avons utilisée en premier est la cellule à champ qui nous avait déjà servi à l’étude de la transition 6S-8S [109] : transverse représentée fig. elle comporte deux électrodes allongées écartées de 5 mm, la zone utile où le champ est quasi-uniforme étant longue de 30 mm. fenêtres extrêmes sont en vitre de bonne qualité optique, elles 244 sont légèrement inclinées Les pour éviter Fig. III-31 : Schéma de la cellule à qu’un faisceau réfléchi dans toutes les vienne taper expériences relatées sur champ l’électrode à la haute tension. Cette cellule dans les La deuxième cellule était destinée transverse. parties II-2 a été employée et II-3. de la II-4 nécessitant champ élec- trique longitudinal. Dans cette cellule le champ est créé par cinq électrodes planes percées d’un trou en aux expériences leur centre pour laisser passer les faisceaux lasers partie (fig. III-32). En un appliquant à ces électrodes les potentiels -V, -V/2, 0, +V/2, +V par exemple on crée un champ longitudinal à peu près uniforme voisinage au de l’axe de la cellule c’est-à-dire sur le volume d’interaction. Les petits défauts dûs à l’épaisseur non-nulle des électrodes et à leur diamètre fini ne sont pas trop gênants pour l’observation de l’alignement ont un rôle Stark qui était notre but. Les "bracelets à poils" important indiqué plus bas. Cette fois-ci les fenêtres 245 aux sont deux extrémités de la cellule parallèles et perpendiculaires Fig. III-32 : Schéma de la cellule à champ "bracelets à poils" équipotentiels. longitudinal actuelle comprenant cinq électrodes et des aux faisceaux, solide et des nous car dans cette configuration les électrodes vues de la fenêtre occupent un large angle voulons éviter que les faisceaux réfléchis de biais par des fenêtres inclinées n’amorcent décharges en touchant les électrodes (par effet photoélectrique à cause de la présence de césium). Les réflexions multiples entre les deux fenêtres ne posent 246 en fait pas de problème. Le 3) de la conduction du problème A chaud et verre présence de césium, le en utilisé devient nettement conducteur, verre de nombreuses indications qui électrodes qui à césium est très élevée froid, sans le prouvent : la résistance particulier en (au qu’on nous avons entre deux mesure plusieurs mégohms) devient bien plus moins faible dans les conditions normales de fonctionnement : elle peut descendre à quelques dizaines de kiloohms. Cette conduction est confirmée par d’autres mesures électriques, par exemple si l’on ap- plique une différence de potentiel entre deux électrodes de la cellule le potentiel des autres électrodes laissées flottantes tribution de prend potentiel une valeur intermédiaire. Cette conduction du à la surface intérieure de la cellule conséquences pour l’observation de l’effet cherché (cf. §II-1) au l’alignement électrofaible que est d’amplification toute la longueur de l’asymétrie de cellule explorée à la différence de proportionnel dûs prédit, il le dichroïsme à ce Stark, qui ne pourrait avoir de graves En effet souvenons-nous . Le dichroïsme total est alors (en négligeant les à la propagation), proportionnel à l’intégrale de E · sur potentiels un pas du dépend dis- E · entre les points de la surface interne des fenêtres n’étant pas connus d’imposer moyen servent les bracelets à quoi parité. une par les faisceaux -c’est-à-dire d’une fenêtre à l’autre2014 donc est donc nécessaire de trouver fenêtres, c’est de violation de la B potentiel VA 2014 V d’entrée et de sortie du faisceau. Ces inconnue priori qui implique proportionnel à la composante longitudinale, parallèle faisceau, du champ électrique c’est-à-dire à effets a verre le l’effet cherché potentiel poils visibles Fig. III-32. champ électrique ne peut pas être de la surface interne des Notons tout de suite que n’est pas affecté par cette conduction, cependant nous avons voulu d’emblée rechercher une solution à ce problème de peur de nous engager avant dans trop une direction qui aurait Le principe des bracelets à poils est ment aux fait deux électrodes extrêmes un anneau de sur grillage effrangé). risqué de simple : ce sont deux lesquels sont Les anneaux trouver se sans issue. anneaux soudés deux de tôle d’inox reliés électrique- franges de fils d’inox recourbés font ressort et pressent les fils qui font contact de nombreux points sur la face interne cylindrique de la cellule. On impose ainsi de la cellule sur potentiel son tout un cercle et donc que celui de l’électrode voisine potentiel est connu et le sur à (en en chaque extrémité toute la surface extrême définie par celui-ci le même (Fig. III-33). La fenêtre étant contenue dans cette surface, problème soulevé plus haut paraît résolu. Pour vérifier le bien fondé de cette idée et son 247 efficacité nous avons mesuré le champ électrique Fig. III-33 : Disposition des bracelets délimitant équipotentielle. en différents endroits de la cellule en à chaque extrémité de la cellule utilisant les atomes de césium eux-mêmes : la cellule étant placée perpendiculairement à la direction des faisceaux lasers en effet déduire de l’amplification atomique : on peut avoir est parallèle (dans résultats de ce l’importance une la comme le champ région (1), l’amplification test est parfaitement qu’entre les électrodes. qu’elle n’avait choisissant la ces que le aucun (3) effet mesure linéaire qui lui mesurable). Le champ est atomique n’est mesurable même aux (2) au on moins deux cents fois dans la qu’entre deux électrodes. 248 peut pratiquement transverse, polarisation nous avons champ de la on observe que le zone champ y est bracelets : le module du du même ordre et atteint 150% et est donc aisément satisfaisant : dans la qui indique (1), (2) zones est maintenant Pour confirmer l’utilité des bracelets pas ce cas ce en indiqué fig. III-34, comme dans les 3 électrique grandeur, dans la région (3) plus fortes tensions employées extrême est dans champ qui règne efficacité d’excitation importante diminué d’un ordre de à part du une zone essayé une zone plus faible cellule identique extérieure à l’électrode Fig. III-34 : En tirant les lasers transversalement dans la cellule on peut mesurer le champ longitudinal qui règne dans les régions : (1) : interélectrode ; (2) : entre bracelet et électrode extrême ; (3) : zone en principe équipotentielle. 4) Le problème des décharges: recours à une alimentation de champ électrique impul- sionnelle Avec la cellule à champ transverse un l’excitation d’une densité notable d’atomes, peut appliquer en continu Dans la cellule à terme sans difficulté champ de correspond grâce à une 2 à kV/cm environ, qui une différence de alimentation H.T. suffit à permettre potentiel de 1 kV (Fluke par exemple). champ longitudinal, comme l’amplitude Stark est nécessairement restreinte tensoriel 03B203C3 ·E x , l’excitation de la transition interdite 6S - 7S devient plus difficile : avec une longueur d’interaction diminuer la valeur du champ ce plus grande (8 cm au lieu de 3) qu’on on ne peut pas se au même permettre de qui conduit à appliquer entre les électrodes extrêmes des différences 249 de potentiel de l’ordre de En continu des plus élevées en 16 kV. dès 2 décharges apparaissent utilisant une alimentation ou 3 kV. On peut par contre monter à des tensions électrique pulsée car plusieurs microsecondes après l’application du champ électrique. la partie II-4 déchargé nous avons par un utilisé une thyratron. Elle descente la tension atteint 5 kV avec pour impulsion élevées 2.5 on (couramment environ, ce 3 à 5 kV) Il faut noter que le température de tension qui qui croît en quelques 7 microsecondes environ. Grâce à des retards arrive à faire coïncider champ est reste insuffisant. temporellement ainsi bien définie dichroïsme au l’apparition Comme les mesures ns électroniques le tir laser avec le moment du tir. La de que 500 décharges dès que voulions faire nous Stark, qui est pair en E, nous avons opté provisoirement alimentation des électrodes suivant le schéma kV/cm). de la en une malheureusement trop lente pour éviter cette cellule concernaient le une Pour les expériences décrites ici dans fournit de tension, la valeur du exponentielle est que provisoire constituée d’un condensateur brutalement judicieusement choisis (cf. § III-7) l’impulsion décharges n’apparaissent alimentation puis décroît quasi-exponentiellement maximum de les 0,V,0,V,0 qui autorise des tensions pour atteindre les valeurs cherchées du potentiel susceptible de du réservoir de césium : celle-ci dans causer une nos champ électrique (1.5 à décharge dépend expériences assez se situe crucialement typiquement aux alentours de 140°C. Signalons qu’un générateur très différent d’impulsions H.T. beaucoup plus courtes ainsi qu’une cellule complètement nouvelle ont depuis été construits et testés qui doivent permettre la réalisation du la champ longitudinal prochaine étape bien uniforme nécessaire à la de cette expérience. 250 mesure de pv leur utilisation E , 1 fera l’objet de Chapitre III-4 L’INTERRUPTEUR OPTIQUE Nous avons vu dans la Partie II fication du faisceau sonde qu’il est que l’une des raisons majeures durée du pour qu’il faut à tout prix éviter l’absorption l’état 3/2 après émission 6P et de la durée d’application rapport signal sur un on joue 1/2 7S nous un faut limiter la durée de la détection qui s’accumulent dans ce qu’un bloque contrôle du retard important dans l’optimisation finale du rôle étant de 50 ns, il plus encore court que nettement cela, n’y a pas de temps à perdre : le faisceau diminuée, il faut que le temps d’établissement soit moins d’une nanoseconde. Notons que cela im- de l’ordre d’une nanoseconde au plus. plus Enfin pour éviter l’absorption de 100 nanosecondes. Cette par les chronologie III-35. pureté spectrale. laser qui de pulses pompe et sonde. Vouloir éteindre et allumer le laser à cette vitesse reviendrait à renoncer à ses et de pulsé quelques nanosecondes à peine après l’excitation. Comme en présence de fais- encore "jitter" Fig. il retard entre peut s’attendre à "atomes 6P", il ne faut pas que le faisceau reste allumé est résumée dans la cellule le faisceau du faisceau sonde par les atomes du faisceau sonde sonde la durée de vie de 7S est pose aussi signaux intéressants d’ampli- bruit. sonde doit être établi du faisceau soit pulse sonde, laquelle stimulée. Par ailleurs, La durée de vie de l’état excité ceau d’observer des Cependant, il est extrêmement avantageux de pouvoir décider chronologie précise de l’expérience : Rappelons possible infrarouge en superposant simplement pompe et le faisceau continu de sonde. de la était La solution idéale consiste à utiliser un interrupteur optique extérieur normalement le passage du faisceau et qui le laisse passer 251 qualités de stabilité au juste après l’excitation III-35 : Fig. Chronogramme a) l’excitation, b) pendant un intervalle de temps La réalisation d’un tel de rapidité Après montrant les relations le faisceau sonde, ajustable. c) temporelles entre : amplifié en sortie le faisceau Le laser fonctionne alors interrupteur n’est cependant pas un en de cellule. continu problème simple à sans cause être perturbé. des impératifs mentionnés. bien des essais infructueux de différents malcommodes systèmes plus ou moins compliqués et tous très ,nous nous sommes finalement tournés vers un appareil d’un maniement simple que 25 le C.N.E.T. mettait alors au point et qui s’est révélé fiable et assez proche de la solution idéale. 25 Parmi les systèmes encombrants que nous avons essayés, citons par exemple une cellule de Pockels qu’ouvrait une impulsion de sur un tension de 13 kV éclateur à hydrogène sous sous 50 03A9, elle-même déclenchée par pression (et qu’il fallait rerégler 5 coups) ! 10 252 une tous partie du faisceau YAG pulsé qu’on focalisait les 10 à 20 coups et changer tous les 10 4 à III-36 : Schéma du cristal de LiNbO 3 avec deux guides obtenus par diffusion de titane. Les ondes lumineuses sont couplées entre les deux guides par ondes évanescentes. Fig. 1) Principe de l’interrupteur optique Il s’agit d’un modulateur optique prévu pour les télécommunications par fibres optiques 26 appelé est le suivant : deux guides aussi "coupleur directif intégré électro-optique" [110]. de lumières identiques par diffusion de titane et parallèles (Fig. III-36). sont produits dans Le principe un substrat de niobiate de lithium LiNbO 3 La distance entre les 26 Il nous a été très généreusement donné par A. Carenco que 253 guides nous en est suffisamment petite (quelques remercions chaleureusement. Fig. III-37 : Disposition des électrodes au-dessus des guides. évaporation d’or. Les électrodes sont obtenues par Fig. microns) pour la lumière de deux III-38 : qu’ils Disposition des fibres d’entrée soient couplés optiquement progressivement d’un guide à l’autre et de sortie par rapport par les ondes guides. évanescentes, tout à fait de la même pendules couplés identiques, l’énergie passe entièrement d’un Lorsque les deux guides sont identiques, le transfert est total : toute la lumière est aux ce façon couplage que dans fait passer un système pendule à l’autre. à une certaine distance de l’entrée passée dans le deuxième guide, si par contre les deux guides sont différents, c’est254 Fig. III-39 : Variation du couplage entre les guides en fonction de la tension de commande. a) Intensité dans le guide n°2 en fonction de la distance pour diverses valeurs de la tension de commande V. Pour V 0 le transfert est total à certaines distances. En pointillé : intensité dans le guide 1. b) Intensité en sortie du guide 2 en fonction de V. Le guide n’ayant pas juste la longueur optimum la transmission n’atteint jamais 100% . = à-dire si la vitesse de la lumière n’est pas la même dans les deux Il se fait aussi sur une distance Deux fines électrodes plus courte (toujours guides, le transfert de l’ordre de n’est plus total. quelques millimètres cependant). déposées par évaporation à la surface du cristal juste au-dessus des guides permettent, par effet Pockels, de modifier facilement la différence de vitesse dans les deux guides 255 (Fig. III-37). Dans le modulateur que nous avons utilisé, la lumière entre par un guide et ressort par l’autre (Fig. III-38). Cette configuration permet d’obtenir pour une certaine valeur de la tension une extinction presque totale. Par contre, sauf dans le de transfert à tension nulle longueur d’onde (et de 1.55 03BCm et ce où la longueur du cristal est juste la longueur n’est pas notre cas, le cristal ayant initialement été taillé pour non incidente dans la fibre de sortie cas 1.47 03BCm), il n’est pas possible d’envoyer la totalité de la lumière (Fig. III-39). Fig. III-40 : Pour être bien couplé en mode propagatif dans la fibre, le faisceau gaussien incident doit être focalisé sur la face d’entrée de la fibre. Le faisceau réfléchi suit alors exactement le même chemin et remonte jusqu’au laser : géométriquement c’est le même faisceau. 256 une Mise 2) en oeuvre et performances Le cristal est monté dans trique protection forme gauche, ce qui est purement topologique, c’est de la (verticale) mauvaise. Un objectif en polarisation place sur le corriger extérieurement de deuxième un assez difficile, particulièrement objectif reprend Le celui-ci est focalisé optique présente pour illustrer la un qui les protègent par un trajet bâti le faisceau lorsqu’elle a Berry [111]), or le fonc- de correct que pour de ce une polarisation bien fonctionnement est très (assez encombrant), permet d’opérer de la fibre avec une effet en pouvoir rotatoire (d’origine phase polarisation l’efficacité qui demeure stable au cours avec du temps, lame demi-onde montée à poste fixe. microscope (x 20) focalise le faisceau fibre, (NRC, M-F-915). pour l’autre point important un qu’il est exposé plus haut n’est lumière, effet de rotation de la fibre une exemple classique des tuyaux tenus L’usage il suffit alors de la inévitable, un tionnement du modulateur tel définie environ 1.70 m, sont longueur boucle. Elles sont enfilées dans des tuyaux de PVC large en une prises de commande élec- où sont fixées les maintiennent fixes la boucle que chacune fait. Ceci est une un boîtier de d’où sortent les fibres d’entrée et de sortie. Celles-ci, de et lovées chacune et un émergeant à l’entrée et nécessite issu du laser sur la face d’entrée de la de la fibre de sortie. d’une l’usage L’alignement est platine porte-objectif spéciale réglage est optimum quand la face de la fibre est normale au faisceau et quand sur la fibre (Fig. III-40), la fraction de lumière réfléchie par la fibre est alors automatiquement adaptée au retour au mode du faisceau et remonte ainsi jusqu’au laser, perturbant gravement son fonctionnement. Un isolateur La commande haute impédance L’adaptation et électrique (10 k03A9), figure continue près. du modulateur consiste d’une part d’autre part l’addition des deux teurs collés directement La et sur mesure On reconnaît bien La faible transmission totale en un signaux le substrat de III-41 montre la appliquée. optique (à effet Faraday) est absolument indispensable. signal haute sont faites par 3 LiNbO et dont un en une polarisation fréquence sous sous qui s’y ajoute. réseau de résistances et de condensa- nous n’avons pas de la transmission du modulateur une 50 03A9 continue en eu à nous préoccuper. fonction de la tension portion de la figure théorique III-39-b à quelques détails (quelques % ) nous a déçus. Une partie des pertes est certainement dûe au couplage faisceau-fibre, mais nous nous étions entraînés auparavant sur des fibres seules et nous arrivions à transmettre presque 50% . Le reste peut être dû à un centrage 257 imparfait des fibres devant Fig. III-41 : Mesure de la transmission totale de l’interrupteur optique en fonction de la tension de commande. En fonctionnement normal, une polarisation continue d’environ 10 V maintient l’interrupteur fermé, une impulsion rectangulaire de -15 V l’ouvre pendant un court instant. les , mais peut guides 27 de transfert à notre être aussi à la mauvaise longueur électrodes permettant une L’extinction par contre est adéquation d’onde. Si tel était bien le de la longueur cas un du cristal à la longueur modèle de modulateur à quatre maîtrise bien meilleure du fonctionnement [112] pourrait être avantageux. plutôt satisfaisante : définie comme le rapport de la transmission minimum à la transmission maximum elle vaut de l’ordre de un pour mille les bons jours et peut remonter à sept pour mille les mauvais jours. Ces fluctuations sont jusqu’à présent inexpliquées et incontrôlables, peut-être sont-elles liées à des variations de l’humidité de l’air ? [113]. L’existence d’un "offset" important 27 Ce centrage est très difficile avec une colle spéciale. Cette à cause opération a s’explique par la mauvaise symétrie initiale des de la taille des été faite au deux guides guides, une fois qu’il est fait les fibres sont collées en position C.N.E.T. par 258 l’équipe de A. Carenco. (ils sont ne larges si l’ensemble de la que de 8 03BCm !). On constate que cet offset dérive caractéristique glissait (dans au cours la direction de la tension de du temps polarisation comme continue appliquée). Fig. III-42 : Exemple d’impulsion optique, observée avec une photodiode rapide l’analyseur de transitoires Textronix. Compte tenu du temps de réponse du détecteur et l’analyseur, le temps de montée de l’interrupteur doit être inférieur à 1 ns. L’observation de la figure III-41 permet en outre de rupteur : la tension de polarisation, de l’ordre de 10 V de tension cela un et 200 observé, de est -15 V générateur Avtech AVMR-2-PS-TRF qui fournit ns La négative, de hauteur approximativement et d’amplitude variable entre figure ns est appliquée en ouvre des permanence, l’interrupteur. une impulsion Nous utilisons pour impulsions de durée variable impulsions de lumière certainement, compte l’analyseur (500 MHz), supérieur mode de commande de l’inter- entre 20 0 et 20 V. Le temps de montée est de l’ordre de 300 ps. III-42 montre la forme des de l’ordre de 1 préciser le et de au obtenues. Le temps de tenu de la bande réponse passante du détecteur et temps de montée réel. Celui-ci n’est rien d’autre que le temps de charge des électrodes, soit quelques centaines de picosecondes 259 (la réponse du cristal lui- même au champ électrique est cependant bien sûr), photodiode sens Une plus rapide). C’est amplement suffisant que certains modulateurs ont été construits dans de transmission où le même bien signal on se en polarisation à la valeur électrodes forment propage à la même vitesse que la lumière dans le atteint alors des fonctionnant l’extinction lesquels les pour nous, mais notons en fréquences de modulation de continu permet de surveiller position obturateur fermé. De la sorte il est qui conduit à l’extinction optimale. 260 plus en possible une guide (et de 15 GHz ! permanence la ligne dans le [114]. qualité de de maintenir la tension de Chapitre III-5 LE POLARIMETRE 1) Principe et réalisation Le principe de la mesure du taux de polaristion d’un faisceau lumineux est on mesure séparément faisceau et on qui cas polarisation pour le des faisceaux pulsés du faisceau pompe et par l’autre 1 I et général très simple : 2 de deux composantes de polarisations orthogonales du I forme le rapport : est le taux de Dans le les intensités en couple polarisations choisi. de qui nous préoccupe plus spécialement, les fluctuations d’intensité conséquent aussi du faisceau sonde (elles peuvent atteindre plusieurs pourcents). de I 1 et de I 2 soient faites toutes les deux à amplifié sont Il est donc tout à fait chaque tir. très grandes important d’un tir à que les Dans le rapport r, reconstitué à mesures chaque tir, les fluctuations d’intensité sont alors éliminées. Le polarimètre à deux voies que nous avons de I 1 et celle de I . De par 2 sa de manière aussi efficace que possible : l’intensité du faisceau sonde amplifié varie, calcul à chaque tir du taux de conception, construit permet de rendre simultanées la nous avons cherché à effectuer la il faut être conscient que polarisation mais aussi sa non position et réjection du bruit seulement d’un tir à l’autre sa direction. Alors que le suffit à éliminer l’effet des fluctuations 261 mesure d’intensité, il n’élimine pas celui des fluctuations de généralement Dans position. un à deux polarimètre voies, un séparateur de polarisation divise le faisceau incident en deux faisceaux de polarisations orthogonales. polarimètre peut être choisie de façon telle que les deux faisceaux aient des intensités L’orientation du Le égales (r ~ 0). particulièrement Les deux possible. fonctionne alors polarimètre sensible à une photodiodes mesurent est faite par deux lentilles forment images l’une où l’on peut permet en en un aux considéré photodiodes un sur diaphragme deux et y de plus aux effets pupille de d’entrée sont par ailleurs miroir. De la sorte, tout rayon au pour moins dans la Tous les éléments du polarimètre incident, ceci diaphragme opération ne peut d’entrée et n’est "Polarizing beam-splitter symétrie, plus importante se en faire pratique que que le des deux faisceaux et que ceci soit visible, photodiodes visible et l’infrarouge polarimètre doit un et important dans analyser le faisceau à un facteur d’extinction dans le mode d’utilisation 1). 262 dans en procédure ce une d’ali- visant à l’0153il à avant de fort chromatisme préférence la concerne visuel est étonnamment efficace pour cube" NRC-10 FC 16 choisi de son et lumière simplement qu’en centrant visuellement les nerveux entre le (n’oublions pas n’est pas mauvais : 1000 priori déjà pas facile, malheureusement les lentilles, séparateur, présentent de compenser a commune systématiques". position définitive (le système 28 définit la notre particulier d’intervertir le rôle des deux photodiodes ou plus généralement de faire tourner gnement initial : celui-ci cube mesure séparation tourner autour de l’axe du faisceau La difficulté de réalisation est essentiellement d’ordre Cette la parvient de manière identique ignorer l’inhomogénéité des surfaces sensibles). rigide qui peut sur principe de photodiodes qui comme un de tester l’invariance par rotation de l’effet cherché. Il semble travers le effet déplacements du faisceau n’ont donc plus aucun effet (tout ensemble plus symétrique mieux cette condition : la l’ensemble des polarisations pompe et sonde autour de la direction la "chasse sans Le schéma de symétrie. au diaphragme séparateur diaphragme parvient l’une et pour l’autre, les sont réunis du trou du devient r polarisation incidente. , séparateur polarisant 28 cube l’image cette tente de satisfaire de l’autre dans le cube passe par le mesure un lequel le signal du faisceau incident soient polarisation, il faut qu’elles préservent polarisation qui de la dans équilibré", l’intensité dans les deux voies de la manière la géométriques polarimètre représenté figure III-43 et "mode légère modification Pour que les fluctuations du taux de en les coller genre de moindre qu’il en tâche). mesure le est nécessaire sonde et donc fonctionner prisme de Glan pour présent. (Facteur qui sa au meilleure demeurant Fig. III-43 : Schéma de principe du polarimètre : le cube PBS sépare deux polarisations 2 forment l’image du diaphragme d’entrée D sur les orthogonales. Les lentilles Li et L photodiodes PD1 et PD2, l’image est plus petite que la surface sensible des photodiodes. Les lentilles et le cube sont traités anti-reflet à 1.47 03BCm. à 1.47 03BCm). Le plus simple est d’insérer, pendant le réglage visuel, convenable (ici 19.75 mm) pour assurer cette compensation. La la figure III-44 représente le plan phase de réglage et pendant du une lame de silice polarimètre et le chemin de principe des l’utilisation. La figure 263 III-45 est une d’épaisseur rayons, photographie du pendant polarimètre Fig. III-44 : Cheminement des rayons dans le polarimètre. a) En fonctionnement normal : pour le visible la photodiode n’est pas image du diaphragme. b) Pendant la procédure de réglage : la lame correctrice ramène l’image de la photodiode au niveau du diaphragme. privé du couvercle qui normalement le protège poussière et des lentilles, le cube séparateur l’ajustement mécanique ayant été fait au et une photodiode. Le lumières parasites. On y voit trou d’entrée (400 03BCm) n’est pas que l’autre photodiode. L’ensemble peut tourner autour de l’axe trou-cube-photodiode, clairement les visible ainsi de la viseur pour que le trou reste centré 264 pendant la rotation. Fig. III-45 : Photo d’ensemble du polarimètre terminé. La lame correctrice est encore en place, elle sera enlevée pour l’utilisation, un couvercle recouvrira l’ensemble de l’optique. La plaque verticale derrière le cube séparateur permet de fixer les amplis de charge (cf. III-6) très près des photodiodes. L’ensemble optique peut tourner autour de l’axe D - PD1 sur des roulements à billes. , L 1 2 : lentilles ; PD1, PD2 : photodiodes (elles sont en fait cachées par leur support; L PBS : cube séparateur de polarisation ; D : diaphragme d’entrée, caché par la monture ; lame : lame correctrice de chromatisme. 265 cube Notons enfin qu’un capot protège séparateur chaque photodiode et possible d’une dissymétrie d’ajuster la focalisation Un des tests les l’ensemble de la met les faisceaux à entre les deux voies. Une du faisceau à analyser sur signaux annulation du jusqu’à soit des somme signal des deux différence. Puis tournant celui-ci autour d’un en diminue nettement. Pour somme "taux de polarisation" apparent axe une et du photodiodes, on vetical, grande placée en diaphragme des réglages a en amont du entre le de façon mesuré varie très peu : il atteint à maximiser le l’alignement déréglant la lentille signal on commence l’équilibrage fin franchement variation du source polarimètre permet été le suivant : réalise alors dérègle placés d’entrée. polarimètre on soit et que des tubes l’abri des courants de convection, lentille le plus significatifs de la qualité optimiser l’alignement relatif du faisceau sonde somme", poussière somme au de du du par "signal polarimètre polarimètre, focalisation, le signal (allant jusqu’à 50% ) le maximum 1% . 2) Utilisation à la mesure d’une biréfringence, d’un pouvoir rotatoire ou d’un dichroïsme Nous allons de polarisation de la vapeur de césium, système optique, notre polarimètre permet de mesurer en fonction de tout de la a) indiquer quelles propriétés polarisation On général de orientation et de celle un vecteur polarisation et de l’effet d’un système optique matrice de transfert représente sation" 03B5, vecteur considérer ce en général [115] complexe vecteur comme définir la matrice densité non ou en du faisceau sonde. Représentation de la polarisation par par une son et du la polarisation d’un faisceau lumineux par le "vecteur plan perpendiculaire le vecteur d’état |03B5> à l’axe de propagation de la polarisation du associée| 03B5>< 03B5 |ce qui permet 266 du faisceau. On peut faisceau, on peut d’ailleurs d’étendre le formalisme partiellement polarisés (ce qui correspond à un "cas impur"). polari- aux faisceaux Notons que même dans le d’introduire les est et une quantités physiques matrice 2 x 2 obtenue par Les 4 composantes (réelles) une a l’intérêt appréciable directement observables. En effet : hermitique faisant intervenir 4 paramètres, la matrice identité forment de|03B5><03B5| est pur le formalisme de la matrice densité cas base des matrices 2 x 2 décomposition sur dans cette base cette comme complexes, les trois matrices de Pauli : une représentation complète base : possèdent alors une interprétation physique tout à fait concrète : 0 -u =| 2 03B5x | + | 03B5 2 y | le faisceau directement - u 3 =| x 03B5 est l’intensité sur un 2 - |y | 03B5 |2 intensités mesurées à travers - - 1 u = polarisée du L’effet d’un faisceau : celle qu’on mesure en envoyant détecteur ; est l’intensité un polarisée suivant analyseur linéaire aligné 2Re y 03B5 est de même l’intensité x {03B5* } 2 u = 2Im transfert" non polarisée , c’est-à-dire la différence entre les selon Ox suivant puis selon Oy ; , les bissectrices de Ox, Oy ; 0{03B5* x 3B5y} est enfin l’intensité polarisée circulairement. système optique homogène sur la polarisation peut m : 267 être décrit par une "matrice de De manière très générale, on peut écrire m sous Les coefficients 03B3, et 03B1, sont réels et ont 0 03B1 et 03B3 représentent 0 la le signification physique claire et bien précise : déphasage et une absorption (ou un gain) isotropes, on les omettra dans suite, 1 est la 03B1 2 03B1 un une la forme : biréfringence d’axes et , pouvoir rotatoire, 3 la 03B1 biréfringence d’axes 1 le dichroïsme 03B3 , et plan d’axes et , 2 le dichroïsme circulaire et 03B3 3 le dichroïsme d’axes 03B3 b) Expression Le du taux de . polarisation dans polarimètre permet, de deux composantes de et c’est là son ce formalisme avantage, de polarisation orthogonales mesurer simultanément les intensités I 1 et I 2 d’un faisceau et donc de déterminer le taux de polarisation Si les directions 1 et et 2 sont données par les vecteurs| x donc 268 > et| y >, alors : et Le taux de polarisation prend la forme De même si le polarimètre est et enfin si insère devant le on circulaire et le taux de c) très tourné de 45°, suivant les axes | 03BE polarimètre polarisation pratique : une sur le 03BB/4 et| ~ >, on mesure orientée à 45°, on obtient : un analyseur mesuré est : Mesure des coefficients de dichroïsme et de On envoie lame > système optique un biréfringence faisceau de est : 269 à l’aide du polarimètre polarisation |03B5>, à la sortie sa polarisation Le polarimètre, dans un des trois cas cités précédemment mesure le taux : Tableau III-1 Coefficients de dichroïsme et de biréfringence mesurés avec le polarimètre à deux voies selon différentes orientations possibles du polarimètre et de la polarisation incidente. En supposant tous les coefficients 03B3 i i et 03B1 peut transformer cette Ce résultat, peu maniable dans le assez expression en polarimètre en mode équilibré : petits et en ne conservant que les termes du 1 er ordre on : cas c’est par général, se simplifie beaucoup dans le cas où on utilise le exemple le 270 cas où, le faisceau sonde étant polarisé suivant (| 03B5 >=| x >,vecteur propre ) : 1 (vecteurs propres de 03C3 ), 3 03C3 de tourne le on polarimètre expression valable dans les conditions où le faisceau analysé de 45°, suivant les et axes ne subit que de faibles modifications de cas particuliers principaux d’orientation polarisation. Le tableau III-1 rassemble les résultats obtenus dans les du polarimètre parant les et de de la parité se suivant |x , et x + r a où la cas axes on peut le du orientant le polarimètre selon 1 sera alors donné par (| x > ou| y >), 03B3 1 est +i|y >)/2 ou | - >= (| x > -i| y >)/2), 03B3 (| + >= (| x > . r cas polarimètre mesurer en polarisé linéairement faisceau sonde soit linéairement polarisation peu d’intérêt. Un distinguer les uns des autres sans ambiguïté. L’effet de violation dichroïsme linéaire 03B3 1 : exemple com- tous les recoupements où le faisceau excitateur est y soit circulairement r Le mesurer avec cas polarisant le alors donné par r + + situations différentes de qu’il est possible en dans les traduira par un incidente du faisceau sonde. On voit plusieurs donc moyen de les > par en polarisation faites dans mesures coefficients. Il y la du faisceau sonde est parallèle à l’un des axes voisin est par contre intéressant : c’est celui où la un petit angle appelé angle connu, qu’utilise l’équipe d’Oxford mesurer. pour la du pouvoir polarisation fait fait intervenir le Cette situation reviendrait mesure polarimètre présente avec les de décroisement. On montre que le rapport /I (la polarisation incidente étant presque parallèle à l’axe 2) 1 I 2 de décroisement et du défaut à du pratique en rotatoire du bismuth de produit à la [116], l’angle configuration nous ne l’avons pas retenue jusqu’ici : d’une part l’absence de symétrie entre les deux voies, d’autre part elle nous semble présenter moins de souplesse elle nous lors de la réalisation des basculements de être d’être approfondis ultérieurement. pour le fonctionnement au détriment de la en qualité mode paraît désavantagée 03C0/2 Mais il équilibré : de l’extinction de de la ne on a du point polarisation sonde. de une l’analyseur qui est mode d’utilisation. 271 bonne au signal sur bruit par Ces points mériteront peut- faut pas oublier que notre recherché vue polarimètre symétrie entre les contraire a été conçu deux voies importante dans l’autre Chapitre III-6 LA DETECTION DES IMPULSIONS LUMINEUSES Introduction 1) Les détecteurs de lumière que pos du polarimètre. grandes qualités, elles Pour nous beaucoup nous avons de utilisons sont des mesures utilisé des photodiodes pour la construction du photodiodes de plus haut polarimètre de gamme, en point qui ne il a été dit à pro- demandaient pas de très germanium intrinsèque (Judson, J16-18), au de ces quantique, un faible courant d’obscurité et photodiodes capacité. Ces photodiodes optiques, leur faible emploi au et pour les les mesures InGaAs épitaxié principales en au comme présentaient l’avantage d’être assez peu onéreuses et surtout d’être rapidement disponibles. tard, leur de mise photodiodes, (EpitaxX plus fines, sont le plus un temps de réponse couramment longues Les caractéristiques Elles ont un bon rendement court, c’est-à-dire quantique en 7 quelques 10 des impulsions de des puissances crêtes de ne résisteraient pas de puissance en en à signaux que particulier nous détectons avec a autorisant continu. Les constructeurs impulsionnel, sont des ne 273 ce puissances auxquelles donnent nous ne priori qu’elles elles sont 8 photons durant quelques nanosecondes, 10 plusieurs milliwatts. Ce fonctionnement faible où le niveau lumineux est très faible. Nous les utilisons fait dans des circonstances très différentes et il n’était pas du tout certain raient donner satisfaction. En effet, les une utilisées pour les télécommunications par fibres courant d’obscurité et leur bon rendement bout de fibres très assez choisi des 300T). ETX sont résumées dans le tableau III-2. nous avons Plus aucune indication pouvions qu’espérer grands : pour- ce sont qui correspond nos sur à photodiodes les limitations que les limitations en Tableau III-2 Principales caractéristiques des photodiodes que nous avons utilisées. (*) Cette valeur, estimée par nous, diffère notablement de celle annoncée par le constructeur continu seraient Nous dans ces avons (~ 6 pF). d’origine thermique. heureusement pu constater que conditions difficiles : si la destruction n’était pas non seulement elles thermique) mais photodiodes fonctionnent encore admirablement nos ne encore sont pas détruites elles restent, tout (ce qu’on pouvait au moins est-ce vrai pour les EpitaxX, parfaitement linéaires (cf. plus loin § III-6-2-f "réduction du bruit complément Le sur les bruit de photons" et signal issu de ces photodiodes est envoyé à deux systèmes de traitement distincts suivant que le nombre de enregistrer photons qui la forme des impulsions gations, elle nous a lumineuses ou bien que l’on veut mesurer les composent. L’observation de la forme temporelle des impulsions permis de voir dès le début l’amplification transitoire du faisceau sonde n’utilisions pas encore (le et a été très utile dans nos malgré la forte absorption qui premières investila suit faisceau sonde était continu, à cette (cf. § II-3) époque nous l’interrupteur optique), c’est grâce à cette observation visuelle que nous avons distinguer les différents régimes, d’amplification quasi-linéaire, ance au non-linéarités). l’on veut observer et pu craindre déclenchée. 274 de superradiance et de superradi- On croire que pourrait calcul de leur aire de mesurer malheureusement pas le cas, pas linéaire et assez l’enregistrement temporel précis des impulsions permettrait l’analyseur de transitoires Tektronix pour cela. L’enregistrement des 7912 dont impulsions système spécialisé dont la mise des nous disposons n’étant n’en demeure pas moins un réglage, par exemple des différents retards optiques et électroniques qui interviennent dans l’expérience, mais la mesure précise du nombre 2) Enregistrement simple un simultanément le nombre de photons qu’elles contiennent. Ce n’est moyen très utile de contrôle et de tâche d’un par point au d’ailleurs été a de photons est maintenant la l’objet d’un travail intensif. impulsions L’enregistrement des impulsions de superradiance ou d’amplification a, comme nous venons de le dire, été effectué en utilisant un analyseur de transitoires Tektronix suivi d’un système de conversion numérique. L’analyseur de transitoires Tektronix 7912 est permet de passer 500 par une faisceau les mosaïque de comme chaque diode. visualisons produits d’une 512 512 diodes semiconductrices x dans un conception sont tube de relues moniteur et que dans notre un en nous une peu spéciale : l’écran fluorescent qui se permanence par télévision, le On obtient ainsi de l’écran sur un oscilloscope rapide (l’amplificateur MHz) électronique. Ces diodes balaye un courant chargent un autre au est ici passage utilisé remplacé elles du sur faisceau électronique qui engendré représentant l’état de charge image vidéo standard (625 lignes entrelacées) que de nous exploitons pour enregistrer la forme temporelle des signaux expérience. a) Système préliminaire L’analyseur enregistrés, de transitoires possède son mais il est trop lent pour être propre système de compatible 275 conversion avec une numérique exploitation en des signaux temps réel à la fréquence Un en de 10 donc dû construire avons premier système a été réalisé d’après détail dans la thèse de J.-M. Raimond et vertical de au 12 Hz. Nous ou l’analyseur des balayage signal de la avec vidéo considérée moniteur vidéo horizontal se d’aligner fait à une il suffit d’inverser les vidéo est alors extrêmement suivie d’une seule au idée de Michel Gross. Le principe qui est [117] est simple : négative dite "synchro ligne" ligne auxiliaire de conversion. pour que les courbes à numériser aient l’axe des Le lignes. une système un toutes les lignes les synchronisation avec pour numériser très l’ordinateur Dans cette malement un se faisant par signal du PC. Ceci s’est b) carte du une séparant l’impulsion ce seul croisement comme de produites par le balayage synchro ligne et c’est-à-dire de la valeur d’un compteur et d’un peu les courbes impulsion d’électronique de l’analyseur, l’interfaçage commerce. n’a converti avec un qui permet généralement révélé suffisant qu’une les deux que trame sur possède nor- compteur 8 bits. Une conversion occupe donc d’en stocker dans les un peu moins de 2000 dans la mémoire premiers essais que nous avons effectués avec matériel. Peaufineur Le défaut principal de cette première réalisation est de transitoire lui-même. Une fois laissant le temps au faisceau de voir confortablement à l’0153il désirons la on vidéo entrelacé et ceci environ, horloge, simplement première réalisation, 300 octets de mémoire ce Il suffit donc d’une au une signal. L’impulsion négative permet au-dessus des autres, et unes vitesse bien constante, le temps signal qu’il représente. temps perpendiculaire simple : il comporte l’impulsion de signal est une bonne mesure de la position du spot sur l’écran, du balayages horizontal impulsion positive correspondant la courbe représentant le expliqué travailler, vers balayage l’image 10 Hz et qu’elles ont été de les lire au-dessus, les de l’ancienne et le résultat est souvent faux signal vidéo sensibilité à la rémanence de chargées, les diodes plusieurs fois. C’est d’un transitoire très bref. Mais restes suivante, le convertisseur décrit précédemment le seuil de détection du sa en ne de 276 déchargent lentement, bien sûr ce qui permet de fréquences auxquelles l’image précédente persistent quand nous arrive sait bien sûr pas reconnaître la nouvelle courbe (Fig. III-46). fonction de aux se l’analyseur sa Plusieurs essais ont été faits de moduler valeur à la ligne précédente, ils n’ont jamais Fig. III-46 : Exemple d’enregistrement montrant de manière évidente l’effet désastreux de la rémanence de l’analyseur de transitoires. donné de résultat satisfaisant. La solution finalement retenue et mise parant la nouvelle image à celle qui l’a l’autre, l’intensité d’un point qui menté étant donc les profit précédée. n’a pas été réécrit consiste à En pratique, supprimer les rémanences on comparaison, il ou en com- utilise le fait que d’un coup à diminue, les seuls points dont l’intensité points de la courbe qui vient d’être écrite. Cette simple dans "l’effaceur de rémanences" Pour faire cette en 0153uvre a aug- remarque est mise à "peaufineur". faut convertir toute l’image point par point. occupée par le résultat d’une telle conversion est considérable La place mémoire : pour convertir les deux trames d’une image de 625 lignes en prenant 512 points par ligne et en convertissant chaque point sur 8 bits, il faut 312 Koctets. Il elle serait en résulte que la comparaison beaucoup trop longue, il faudrait ne peut pas alors stocker 277 se en faire en mémoire temps réel par programme une série d’images, car arrêter les mesures très peu de de l’information utile points représentent de 625x2=1.2 Koctet, si l’on tenu de puis reprendre les mesures. Compte pour faire le traitement prend ne aucune ce que dans une image (un point par ligne codé sur 9 bits soit un total précaution de compactification), cette méthode ne serait pas raisonnable. C’est donc le "nettoyée" lui-même peaufineur à l’ordinateur. Le qui stocke l’image, principe de fonctionnement du il restitue traitement après peaufineur est le suivant une image (Fig. III-47) : le signal vidéo, après extraction des informations de synchro ligne et trame est présenté simultanément à deux convertisseurs vidéo (ce sont deux convertisseurs fonctionnent des convertisseurs des avec gains spécialisés pour le traitement de conversion différents Ces d’image). ajustables tels que le nombre produit par l’un d’eux est toujours inférieur à celui que produit l’autre, il représente l’image atténuée par la décharge des utilisées (TMS 4161) point de un diodes et est stocké précédent se enregistrée, disponible en propose l’autre convertisseur par donc un celle un correspondant [118], sortie qu’à chaque circuit au fois décalage des mémoires qu’une valeur correspondant point d’écran même stockée au à coup elle est soustraite immédiatement à la valeur que spécialisé. Le résultat de cette soustraction représente signal vidéo nettoyé des rémanences éventuelles et disponible au même rythme que le signal vidéo fourni par avec mémoire. La structure à registre à est conçue de telle manière l’écran y est trouve en l’analyseur de transitoires, il suffit de lui le premier système pour numériser de la même appliquer la même méthode qu’on façon les signaux du Tektro, sans être utilisait gêné par les rémanences de celui-ci même à des cadences de l’ordre de 12 Hz. Le c) "peaufineur" a été réalisé à l’atelier d’électronique du Laboratoire et fonctionne comme prévu. Carte DMA Comme il a été dit d’amplification et la forme de temporelle plus haut, l’analyseur de transitoire a permis superradiance. des signaux, et Dans la suite de notre doit être extrêmement pas assez Dans de et premières mesures d’exploration, la possibilité d’observer à l’0153il pouvoir l’enregistrer a été particulièrement précieuse. expérience, précise ces mesures de faire les fiable, la réelle des mesure elle ne se précis. Cependant, la forme temporelle sur laquelle elle est fondée fait pas par l’intermédiaire du Tektro qui n’est des 278 asymétries impulsions de gain ou de superradiance reste Fig. III-47: Schéma de principe du peaufineur. L’oscillateur 14 MHz (à l’extrême droite du dessin) fournit deux signaux d’horloge ~ 2 de période 70 ns permettant la conversion 1 et ~ puis le stockage et le traitement de 512 points par ligne vidéo. Les mémoires TMS 4161 (3x2 bancs de 7 bits) stockent 625 lignes pixel par pixel qu’elles restituent pendant l’image suivante, également pixel par pixel et de manière synchrone [118]:quand le pixel n°p de l’image n°n est entré en mémoire (par la gauche sur le schéma), le pixel n°p de l’image n - 1 sort de la mémoire (du côté droit sur le schéma) et est soustrait "en temps réel" au pixel n°p de l’image n°n avec un coefficient réglable à l’entrée. Le résultat est comparé à un seuil et la position moyenne, déterminée par un compteur annexe, des pixels brillants sur la ligne est à l’ordinateur. Ceci n’est qu’un schéma simplifié, en réalité le peaufineur permet de traiter les deux trames qui constituent une image vidéo entrelacée et de traiter deux courbes par image (il reconnaît deux groupes de pixels brillants par ligne). envoyée 279 une information l’objet il de prévoir irremplaçable nos mesures les sur l’état de certains défauts par plus fines, il d’inséser dans le programme peaufineur. Celle-ci cependant est une exemple, est tout à fait nécessaire de principal qui gère opération longue, la et même si elle n’est pas pouvoir la contrôler. Aussi faut- mesure et même en des asymétries une lecture du utilisant les méthodes les plus rapides possibles, l’ordinateur est occupé presque à plein temps à recevoir les données du Tektro, n’est évidemment pas ce acceptable. Ce dilemme est résolu par l’utilisation d’une carte de mémoire tampon qui stocke le résultat de la conversion d’une bloc par accès direct (environ 1 ms). image en à chaque mémoire fois qu’il s’en présente (DMA) quand on en a Cette carte, elle aussi réalisée à l’atelier une ; les données sont transférées besoin, ce qui prend d’Electronique du très peu de temps laboratoire, donne fait satisfaction. Fig. III-48 : Schéma simplifié d’une chaîne de mesure d’impulsion laser. Deux chaînes identiques sont utilisées en parallèle pour mesurer un taux de polarisation. 280 en tout à 3) a) Chaîne de premiers tests que superradiance, c’est-à-dire le nombre total de photons émis avons voulons nous n’envisageons fait en donc été conduits à construire que ou même la pouvoir dépasser qu’à très long de charge charge reflétant similitude Physique Nucléaire [119] qu’on rencontre de ou totale libérée par la mesurer avec conception d’une chaîne de terme. Heureusement, totale contenue dans de bruit de au une impulsion en se photons, limite que Nucléaire Physique pose : fréquemment : charge issues des détecteurs de particules. l’énergie de la particule détectée, il dans ce nous a est là aussi important de la (fig. III-48) est tout à fait comparable à ce domaine. amplificateur intégrateur, ou la dit, photodiode, est couplé par condensateur de liaison à un ampli de charge suivi d’un filtre de mise est de fournir, bruyants, l’ampli-filtre servant première partie permis de transposer directement certaines techniques utilisées et le schéma de notre chaîne Le détecteur proprement en réponse aux spécifiquement la chaîne de sorte que les bruits en forme. Le rôle de cette impulsions lumineuses, des à ajuster la fréquence réponse en électriques engendrés dans l’étage un signaux électriques peu de l’ensemble de d’entrée soient filtrés le plus possible. En bout de chaîne nombre de charge gain précision. grande efficacement de impulsions avaient quasi-élimination du bruit qu’elle rajoute à la mesure chaque fois que l’on veut mesurer les impulsions Cette la nous chaîne de détection apte à bruit reste nettement inférieur ce de la détection de la mesurer avec au une ou encore La difficulté principale que l’on rencontre lors de la particulier La valeur de cette en quantité physique type est relative à la réduction, nous en l’aire totale des est précision cette charge. problème effectués grâce à l’analyseur de transitoires mesurer Nous photodiode. nous avons à convaincus que la bonne le polarisations Présentation de la chaîne choisie Les ce de mesure se trouve le photoélectrons détectés. convertisseur une convertisseur Il est impulsion carrée précédé assez analogique - numérique qui donne, d’un "pulse sur 14 bits, le stretcher" dont le rôle est de fournir longue de même hauteur que l’impulsion issue du filtre. (Cette opération, non-linéaire, ne modifie pas la réponse en fréquence globale de la chaîne et n’influe donc en rien sur la réjection du bruit). 281 Fig. III-49 : Schéma électronique de l’amplificateur intégrateur de charge que nous utilisons. Le circuit de contre réaction comprenant le condensateur d’intégration au mica est indiqué en gras. La différence essentielle entre notre des signaux : nos signaux sont cas et celui de la 7 grands, 10 à 10 8 photoélectrons/pulse. physiciens nucléaires ont besoin d’un faible bruit pour très devant celui-ci grand petites variations d’un compte de Dans voulons quant à grand signal. Un ce ces au est un de ne masque pas faible bruit pour charge nous a Alors qu’en général les signal qui un qu’il ne amplificateur de été construit charge est transistor FET de très faible n’est pas masque pas les en Laboratoire de l’Accélérateur Linéaire à contraintes. Le schéma de cet circuit, l’étage d’entrée qu’il nous un amplificateur par les services de M. Hrisoho exemplaires tenant nous physique nucléaire réside dans la grandeur donné plusieurs Orsay en figure III-49. capacité parasite (c’est important pour le bruit) suivi d’un transistor bipolaire monté en cascode assurant un gain en tension important tout en minimisant l’effet Miller diminuer l’impédance de sortie et en parallèle avec une sur le FET d’entrée. Un transistor de sortie permet de i d’intégration, d’augmenter la bande passante. Le condensateur C très forte résistance de décharge est 282 un condensateur au mica, beaucoup plus Fig. III-50 : Illustration de la difficulté à réaliser directement la différence de deux impulsions. En haut, l’ampli-filtre ne reçoit qu’une impulsion et fournit une réponse unipolaire. En bas, l’ampli-filtre répond à la différence de deux impulsions, la forme de l’impulsion de sortie est très différente d’une forme unipolaire et de plus elle dépend des réglages, elle est inadéquate pour la suite de la chaîne. stable et beaucoup plus linéaire proprement dit, constitué de d’impédance l’isolant le signal intégré grâce à elle nous et que les condensateurs céramiques les meilleurs. L’ampli intégrateur trois transistors est suivi d’un ces des composants suivants de la chaîne de fournit ainsi une pouvons utiliser étage supplémentaire d’adaptation mesure. tension reflétant les variations conjointement la chaîne de 283 Une sortie auxiliaire dérive temporelles mesure de la du charge signal d’entrée, et l’analyseur de transitoires. Remarque : La solution qui consisterait à fournies par les deux fabriquer photodiodes juste retenue pour plusieurs raisons : d’une signal mais avant part, à quantité 2 +q 1 q ne Etude des différentes ne causes de bruit de la chaîne de des impulsion. donc souhaitable que le bruit ce souci temporelle dissymétries temporelles, le de chacune des une information rapport + 1 2 qq et du bruit de acceptable par la qui photons qui leur d’expérience, choisir quantité physique nous photons un réduction, il est est bon de associé, celui-ci fixant négligeables devant lui. comptons devoir détecter de l’ordre de est alors de 3 à 10 3.10 4 photons 3 électronique soit inférieur ou de l’ordre de 10 qui nous à fait est la mesure que les autres bruits soient Le bruit de impulsions, importante serait perdue : de la détection et leur électroniques signaux Dans les conditions vraisemblables Notons que c’est pas été ou être reconstitué. pourrait alors plus expérience, il importe par juste après n’a des inévitables cause pourrait plus être mesurée, le rappeler l’ordre de grandeur 7 à 10 10 8 photons charges l’ampli intégrateur (cf. Fig. III-50) ; d’autre part Avant d’aborder l’étude des bruits l’échelle : dans notre la différence 2 -q des 1 q de leur dérivée et il s’avère que cette forme n’est pas s’approche plutôt réellement intéressante b) façon analogique différence ainsi obtenu n’a pas du tout la forme suite de l’électronique, la de convertisseur électrons par et il était impulsion. analogique-numérique à 14 bits (cf. Complément III-6-B). Le bruit électronique dominant suivants ayant, compte tenu du est celui du tout premier étage de la chaîne, le bruit des étages gain de la chaîne, une moindre importance. Ce bruit a trois origines principales : le bruit du transistor FET d’entrée de l’amplificateur de charge, le bruit Johnson (bruit c de la photodiode et le bruit du courant dans la photodiode thermique) dans la résistance de charge R provenant des fluctuations statistiques du courant d’obscurité dûes à la nature corpusculaire de l’électricité (auxquelles s’ajoutent celles du photocourant résiduel provenant de ce que l’interrupteur optique est imparfaitement fermé). Le bruit dans le transistor FET est un bruit en 284 tension, d’origine thermique, qui dépend d’une part des caractéristiques électroniques du transistor des capacités parasites présentes entre l’entrée et la quand le câblage est suffisamment bien fait : capacité parasite de la photodiode, photodiode rapide qui On montre que cateur de charge où C est la bruit de densité spectrale et celle du "shot est la ce une en sa masse. capacité C gs transconductance ) m g Ces capacités sont au entre grille et explique le choix plutôt exotique faible source et d’autre part nombre de deux du transistor et la du transistor et celui d’une capacité parasite. tension est équivalent à un bruit en courant à l’entrée de l’amplifi- spectrale : capacité parasite. La densité (2014e donc a ceci la (de charge La densité noise" de sur le courant d’obscurité obs i Niquist : par : l’électron). spectrale L’impédance vue du bruit Johnson est donnée par la formule de totale de bruit par l’entrée de en courant à l’entrée de e = l’amplificateur est Z du bruit à l’entrée est : 285 l’ampli de charge est donc : 1 C,03C9 et donc la densité spectrale en tension En sortie du filtre où G(03C9) est la fonction de transfert de l’ensemble première approximation temps 03C4, bien plus Il délivre sortie en à l’association courte que celle de ce qu’on appelle en intégrateur + filtre. Le filtre est équivalent en série de deux filtres, C-R puis R-C de même constante de l’intégrateur R,C, : un pulse unipolaire. La fonction de transfert G(03C9) d’un tel ensemble est : et alors En intégrant sur toutes les fréquences positives (on fait l’hypothèse très naturelle que les composantes de différentes fréquences du bruit sont indépendantes en tension en sortie : 286 statistiquement), on obtient la variance du bruit C’est cette fluctuation aléatoire qu’il faut comparer pratique de l’exprimer la charge qui produit une en un "charge équivalente signal égal au de bruit" charge équivalente ou, en ou A cet ENC à la variance du bruit. Une impulsion unipolaire de tension dont le maximum La signal. effet, il (Equivalent charge Q est certainement Noise donne en Charge). plus C’est sortie de filtre vaut : de bruit est donc : nombre d’électrons : soit On voit qu’il existe une valeur 03C4 c de contributions respectivement 2 (ENC) sous r pour proportionnelles laquelle à 03C4 et la forme 287 le bruit de la chaîne est à 1/03C4 devenant alors minimum, les deux égales. On peut écrire Fig. III-51 : Variance du figure théorique. Sous cette forme, le résultat choisies pour réduire au se minimum bruit électrique généralise . 0 (ENC) en fonction du temps de à des fonctions de En particulier utilisons, l’impulsion de sortie est "presque gaussienne" 288 réponse de la chaîne, filtrage beaucoup plus complexes, pour le filtre ORTEC 450 A que et conduit à une valeur de nous 020% plus 2 (ENC) faible environ que celle que du circuit intégrateur et On trace gramme log de cette la variance en Procédure de le bruit propre de la il est très utile de se recours électroniques d’entrée, la a un sont dans le bruit été sur indiqué plus photodiode y contribuer d’une envoyons et et façon de l’intégrateur . Le c 03C4 tracé causes un dia- expérimental anormales de ou telle on sa d’ailleurs par la suite pour comme en envoie en l’absence d’impulsions impulsion une le bruit fonctionnement, commune lumineuses. On utilise les de tension, les entrées des parallèle. donc s’ajoutent la différence : haut le bruit d’une chaîne est essentiellement celui de polarisation comprises. Cependant, négligeable signal, provenant et qu’il photodiode, nous d’un seul des deux alors le bruit sur sur les contributions associées différence. Notons dès à présent que cette (faible) faut amplis étage son filtres peuvent aussi mesurer. intégrateurs de A cet effet, charge, signaux donnés aux nous deux par les deux les deux voies du bruit provenant se contribution des 289 les la différence des conditions, du fait de la corrélation totale et de la mesurer technique de la différence entre les deux voies. pas tout à fait seul et même ces = évidemment incorrélés d’une chaîne à l’autre et amplis filtres à la fois, nous mesurons voies. Dans 03C4 directement dans les conditions réelles de à la amplis de charge étant branchées Comme il : elle est minimum pour chaîne, placer amplis de charge quadratiquement même). fonction de la constante de temps du filtre dans Le bruit propre de la chaîne est mesuré Les bruits paramètres du bruit c’est-à-dire d’avoir d’emblée deux vis-à-vis des dépendance est très utile d’abord pour identifier éventuellement des mesure entrées test des sa paramètre. mesurer photons, (cependant de comportement normal, pour c déterminer 03C4 et étudier l’effet de telle en cas modification d’un de du détecteur reste la généralement dépendance Pour calculée 2014 log, on obtient une courbe en V bruit puis, c) nous avons trouvent éliminées ampli-filtres au sur le signal bruit total n’est pas totalement indépendante de 03C4 (constante de temps des filtres), aussi a-t-elle été systématiquement soustraite du bruit total mesuré lors de l’étude de la contribution des détecteurs et des présentée plus Fig. intégrateurs loin. III-52 : Variance du bruit électrique en fonction du temps de réponse de la chaîne effectuée avec un mauvais câblage qui montre bien la remontée aux temps courts. mesure 290 ; Résumé de d) Tout bien de quelques mesures d’abord, 03C4 comme examinons la mais mal soudée, les loin : figure c’est-à-dire prévu, Lors de cette mesure, c caractéristique 03C4 de bruit nous lumière parmi sans III-52 : il saute comme sur avons yeux que la variance du bruit figure théorique dépend III-51. charge était en place capacités parasites étaient très importantes. C’est pour cette raison que le temps du circuit est ici bien fait significatives n’avions pas mis de photodiode, la résistance de une que dans les plus grand l’erreur, bien que faussant la mesure, lui Nous la aux les plus aux présentés seront présentées plus cependant une valeur pédagogique indéniable. confère étude très exhaustive du bruit dû quelques exemples particulièrement parlant "normales" mesures intégrateurs et aux photodiodes, seuls ici 29 . Il ressort de cette étude, d’une part que nous comprenons bien l’origine des diverses composantes du bruit, condition nécessaire pour pouvoir espérer les maîtriser, l’objectif visé concernant Les de premières un mesures et d’autre fonctionnement, bruit suffisamment faible est atteint. concernent charge est ôtée (on s’affranchit un que dans les conditions normales de part que la résistance l’amplificateur intégrateur seul, c’est-à-dire ainsi de son bruit Johnson) et que la photodiode est remplacée par condensateur de capacité comparable à celle de la photodiode. On voit sur la figure III-53 que pour les temps courts, le bruit mesuré seul. La comparaison des valeurs obtenues pour deux condensateurs différents permet de déterminer la valeur des on observe capacités parasites résiduelles un car une résistance de au ce qui est près indépendant tout à fait plausible. d’ampli Aux temps de la valeur du condensateur. Il d’origine statistique sur le nombre d’électrons correspondant seconde série de mesures, par les vraies . L charge R on longs, s’agit très impulsions aux photodiodes. Elles sont alors Cette étude avec polarisées Ceci revient donc par rapport à la situation courant d’obscurité et le bruit Johnson. On résultats obtenus pas ailleurs. remplace les condensateurs réellement le système, mais les impulsions sont 29 pF, l’attend de la part du bruit toujours négligeable comparé à ceux qui interviennent pacité parasite dû : 5 comme on bruit, même s’il n’est pas parfaitement compris, n’entraîne aucune incertitude sur la suite, il reste Dans bruit constant et à peu du bruit probablement tests. Ce comporte se se encore a correctement précédente les impulsions test. à grâce ca- à leur rajouter le bruit on utilisera La figure III-54 montre les photodiodes EpitaxX été menée par J. Guéna. 291 représenter leur trouve alors dans la situation où deux types de diodes différents. Les particulièrement fastidieuse et délicate censés ont un très faible Fig. III-53: qui simule courant d’obscurité courbe sa Variance du bruit mesurée et remplaçant la diode en par un condensateur capacité parasite. (20 nA) et une expérimentale correspond capacité parasite très tout à fait au voisine de 4.7 pF. bruit Johnson dans 1 M03A9 La partie droite de la (l’influence du courant d’obscurité est avec le bruit négligeable). En ajoutant par le calcul la droite représentant ce seul bruit Johnson d’ampli (Fig. III-53) pour C ~ 4.7 pF, on obtient la courbe en trait continu, l’accord est très satisfaisant. La de photodiode Judson façon très notable au a un courant d’obscurité bruit. Sa capacité beaucoup plus important (1 03BCA) qui est aussi 292 plus grande, ce qui a pour effet contribue d’augmenter Fig. III-54 : Variance du bruit mesurée avec une diode et sa résistance de Le trait en pointillé représente le bruit sans résistance. (mais sans lumière). sensiblement le bruit aux temps courts également. 293 polarisation e)Etude du bruit en présence des fluctuations d’intensité De l’étude est à la par portée impulsion. à grâce au de notre En système réalité, avant mesure des effets du laser fonctionnement d’atteindre sur ce système atomique excité. avec une du élimination polarimètre ce but bruit nous sommes l’amplitude confrontés à deux problèmes. impulsions fournies par les deux prend se photons 10 photons impulsions lumineuses dépassant 6 son des impulsions voies dans les fluctuations de origine traduisant par des fluctuations de sonde en gain pulse de la sortie de cellule. détection, nous n’utilisons pas le laser vert pulsé et nous n’avons Par contre, l’intensité du laser sonde n’est pas fréquence caractéristique l’interrupteur optique "découpe" équilibré avec semble résulter que l’observation du bruit de d’excitation, celles-ci Dans cette étude de la chaîne de de polarisation mode en la différence des physiques, vapeur de césium et donc finalement de fluctue dans le temps du taux de détection pour les du bruit d’intensité pulse de l’intensité pas de mesure précédente (cf. Fig. III-54), il i) Réjection Dans la de lumière: dans ce de l’ordre du kilohertz. Les faisceau fluctuant sont en stabilisée : elle encore conséquence impulsions de hauteur variable d’un coup à l’autre et ceci simule l’effet qu’auront les fluctuations du laser d’excitation. est dans Pour le laser sonde l’importance des fluctuations. que seul, l’écart quadratique La différence moyen n’est que de 2% environ contre 10% pour les fluctuations du laser vert. L’avantage de la détection à deux voies, déjà mentionné dans la description du polarimètre (§ III- 5), est que les fluctuations induites du moins en le nombre de principe, s’éliminer photons d’une sur les deux dans le calcul du taux de sont totalement corrélées et polarisation. impulsion sonde isolée, on pourra l’écrire où N 0 est constant, c’est le nombre moyen de nulle, photodiodes d’écart standard 0394n qui photons et représente les fluctuations. diodes est alors : 294 n est Le une signal Pour sous préciser peuvent, ceci notons N la forme : variable aléatoire, de moyenne détecté par chacune des photo- (on néglige ici le bruit La différence de et il apparaît très de ces photons). signaux s’écrit : simplement que si cette différence est nulle sont alors nulles elles-aussi. Ainsi s’éliminent même si Tout ceci rapport D S du signal différence l’équilibre n’est au aucune paramètre critique ici plus une fois de toute réjection du bruit en 1 +s s , 2 ces fluctuations parfaitement linéaire. L’effet des mesures supérieur Complément III-6-A, fait la différence des non-linéarités des deux voies : l’importance qu’il commun = pas réalisé. est de détection. Notons dès ici que les , les fluctuations 2 03B1 répercussion sur le signal différence. linéarités des chaînes de détection et leur étude sont traités dans le montre que le = parfaitement équilibrées, sont signal somme S n’est vrai que si la détection est cependant 1 moyenne, 03B1 donc, si les deux voies de détection les fluctuations de l’intensité des impulsions sonde n’ont Mieux encore, dans le en y a à assurer une du bruit à 55 dB (soit grande symétrie réduction supérieure on on y voit entre les deux voies présentées plus loin (f-ii) indiquent une non- un taux de à 500 des fluctuations d’amplitudes des impulsions lumineuses). ii) Réjection du bruit sur le signal des photons de fuite Les fluctuations de l’intensité du laser sonde ont de encore un autre effet, lié celui-là à un défaut l’interrupteur optique. L’interrupteur optique, nous appelons fluctue comme cette lumière on l’a vu, ne coupe pas totalement le faisceau parasite "les photons de fuite". L’intensité celle du laser et a pour effet de modifier la 295 "ligne de base". quand il est "fermé" : de cette lumière parasite Les impulsions parvenant à l’ampli-filtre ne partent plus de zéro, mais d’une valeur qui fluctue autour (la composante continue du photocourant "de fuite" est coupée par le condensateur de liaison, Fig. III-48). En sortie des stretchers, on ne peut plus faire la distinction entre une fluctuation vraie de zéro cf. de la hauteur de base : en l’impulsion et une pour éliminer cet effet, appelée surtout 0.1 03BCs, conditions constatons nous Ortec est réponse avec du filtre lumineuses de bruit causes au en savoir reconnaître dans la bruit résiduel le bruit de n’est évidemment pas ou tel possible, ce n’est paramètre qu’on peut i) Etude de la dépendance Il est clair que le bruit de réponse r de traduit par une loi qui se photon une variation de à pulse si s 1 est ce des pratique, cette fonction est tout à . Pour 0.5 03BCs 30 supérieur à mesurons bien sûr sans 03C4 = 0.25 et effet dans nos avons vérifié n’altère pas le rapport avec des photons la question se pose de photons. Si tous les paramètres de la mesure sont qu’en étudiant la variation du bruit en fonction distinguer la contribution impulsions pulse de lumière du bruit de photons. en le bruit du nombre de particuler pas sur champ laser sur le est ne doit pas dépendre du temps de brèves par rapport à lui. Le bruit de photoélectrons libérés, nombre, la variance du bruit encore incorrélés, la variance du bruit niveau du bruit de grande partie supprimées, donc sont très passe dans le reste de la chaîne et Nous En spécialement prévue en 03C4 bruit d’obscurité. Comme notre 30 arriver à l’ampli-filtre puisqu’elles poissonienne : Nous est 03C4 d’une fonction les filtres Ortec 450 que la fonction BLR est impulsions Une fois toutes les autres de tel de d’emploi. Réduction du bruit des ce équipé (BLR). Base Line Restorer fait efficace dès que le temps de fixés ligne bout de chaîne, des impulsions même exemptes de bruit deviennent entachées de fluctuations négligeables. Heureusement, l’ampli-filtre non f) fluctuation apparente provenant du mouvement de la de est 1 2 03C3 = , elle 1 s photons se variation qui suit ne dépend pas de ce 03C4. signal différence, "classique", les comme bruits de dans le cas de l’étude du photons sur 1 et s s 2 sont la différence est donc : impulsions électriques sans signal/bruit. 296 fluctuations de la ligne de base que la fonction BLR Fig. III-55 : Variance du bruit en fonction du temps de réponse de la chaîne en présence d’impulsions de lumière pour deux valeurs du flux de photon. La courbe en pointillé et les points noirs représentent le bruit mesuré sans lumière, on y ajoute le bruit de photons théorique (tirets) qui ne dépend pas de 03C4. Les courbes obtenues (traits pleins) rendent bien compte des mesures (carrés et ronds croisés). Photodiodes Judson. (Dans ce fit, on n’a pas cherché à prendre en compte le bruit de photons des photons de fuite qui contribuerait seulement pour l’intensité la plus forte et dans la zone des plus grandes valeurs de r). 297 c’est-à-dire simplement le bruit de photons En fait, la lumière contribue de photons aussi au sur comporte se signal total. photons de fuite bruit par l’intermédiaire des qui leur est associé. Cependant, continu, leur bruit de photon le comme comme les photons de fuite produisent un et le bruit photocourant le "shot noise" du courant d’obscurité des photo- diodes, il dépend de 03C4 de la même manière et s’y ajoute simplement de manière quadratique. Si l’on 8 photoe veut commander des impulsions intenses (~ 10 /pulse), l’intensité requise sur l’interrupteur optique entraîne que le bruit statistique des photons de fuite est plus grand EpitaxX et presque aussi Sur la figure III-55, les théorique tons grand que celui des courbes pour deux hauteurs précédemment (courbe expérimentales (carrés en pointillé et ronds indication que le bruit de remontée du bruit total temps le défaut de la fonction BLR à 03C4 ii) Etude de la dépendance points noirs, et = sont bien est atteint. ce la en somme tirets) en sont ceux accord et le pho- du bruit d’obscurité mesuré de la avec calculée du bruit de Les valeurs figure III-54). calcul, On peut aussi remarquer courts pour le niveau de photodiodes germanium Judson. au plein représentent d’impulsions (droites croisés) photon aux trait en photodiodes que celui des sur ceci est figure cette signal le plus grand, une elle première la légère s’explique par 0.1 03BCs. du bruit en fonction de la taille des impulsions lumineuses. Si le bruit dominant est le bruit de photon, il doit varier en fonction du signal somme S suivant la relation déjà établie les autres il ne D 2 03C3 = S. Pour vérifier cette paramètres quand on fait varier la faut pas faire varier le flux de gamme relativement large : éventuellement de jouer La pente de D 2 03C3 en sur dépendance, il faut faire attention grandeur des la durée de plus ou moins ne impulsions lumineuses, photons de fuite. Ceci il suffit d’ouvrir à est pas en changer particuler effectivement possible dans une partiellement l’interrupteur optique et l’impulsion dans de faibles limites. fonction de S permettra de dire si Encore faut-il pour cela s’assurer de la bonne calibration des 298 on atteint le bruit de signaux. photon ou non. Fig. III-56 : Variance du bruit de photon sur la différence des signaux des deux voies de détection en fonction de leur somme. La droite est un meilleur fit, sa pente est 0.98 ± 0.03 alors qu’on attend 1. La flèche montre la contribution constante du bruit de l’ampli-filtre. D’un signal en fin conversions nécessaire, croyons de chaîne, nous remontons en effet à qui méritent d’être sérieusement contrôlées supposons mesurer et qu’un coefficient 03B1, différent de le nombre réel d’électrons nombre d’électrons par vérifiées. Pour nous assurer une dans les photodiodes série de que c’est bien 1, existe entre le nombre d’électrons produits 299 et un que nous à la détection. Alors : et donc or c’est entre 03C3 D et S que nous attendons la 2 relation D 03C3 = S donc On voit que ceci doit fausser l’interprétation de la pente de la droite expérimentale qui deviendrait 03B1 au lieu de 1. de calibration est donc L’opération de l’ensemble de la chaîne pour ainsi que du importante et a été faite avec soin. Il faut s’assurer du gain chaque voie sans omettre qu’il présente une légère dépendance en 03C4, gain des amplis intégrateurs en mesurant avec précision la capacité d’intégration et enfin vérifier que le "déficit balistique" est négligeable. Ce dernier point mérite quelques éclaircissements : l’intégrateur et l’ampli-filtre répondent à une impulsion de courant en forme de fonction03B4 de Dirac par une impulsion unipolaire de courant a une convolution entre constante, déficit que sa certaine sa largeur, l’ampli réponse unipolaire réponse balistique. filtre connues. répond et la forme de est d’autant moins haute que mesures 3% près Si par comme une très erreur pente de la droite d’entrée est 300 le l’impulsion produit charge plus longue, de totale c’est le l’impulsion ne mesurent de calibration. 03B1 introduit D f (S) doit être 1 à 3% près. 2 03C3 = est de courant. A soignées nous permettent d’affirmer que le coefficient et donc que la nos mesures impulsion qui l’impulsion l’impulsion dans Le stretcher et le convertisseur ignorant la forme réelle de hauteur et le résultat final est entaché d’une Des 1 à cette de forme et de hauteur plus haut est iii) Résultats et commentaires Expérimentalement, incertitude de 5% et que la pente de cette droite calibration : 3% (statistique : 3% , atteignons bien le bruit nous (Fig. III-56) de est très ), on peut de 1 : 0.98 proche avec une donc dire que l’accord est excellent photon dans nos mesures de polarisation. On peut être pessimiste et dire que la variance du bruit mesuré dépasse le bruit attendu de 4% (en prenant en compte et l’incertitude sur l’estimation de la pente et celle sur la calibration). Interprétant cet excès comme une mauvaise réjection du bruit commun dû aux fluctuations d’intensité du laser, on peut alors donner une écrit que la variance mesurée est borne inférieure égale à la somme au facteur de réjection du bruit de la variance du bruit de carré d’une certaine fraction des fluctuations d’intensité du laser (ces commun : on photon attendu et du deux bruits sont évidemment incorrélés) : ce qui donne pour le facteur de réjection ~ ~ 800 soit une réjection minimum Enfin, si l’on admet que cette réjection incomplète est le fait de 58 dB. des non-linéarités des deux chaînes -3 (cf. Complément III-6-A) on peut chiffrer leur différence à 10 diquées dans le Complément III-6-A donnaient ~ 5 10 ). -4 environ (les mesures directes in- Remarquons pour finir que sur la figure III-56 la flèche indique la contribution au bruit d’obscurité des de ampli-filtres eux-mêmes. photons à peu près constant pouvoir faire varier le signal Elle (ici dans pourrait être largement diminuée en travaillant à nombre total on a une dû choisir un gain grande proportion). 301 non optimum de ce point de vue pour III-6-A Complément NON-LINEARITES DANS LA CHAINE DE MESURE DES POLARISATIONS Ce mesure complément et en 1) cas pour but de discuter l’effet d’éventuelles non-linéarités de notre chaîne de particulier leur effet expérimentale. On Deux a y sur la réjection qu’elles peuvent verra Comme précédemment, D leur différence et S leur fonction du utilisée. Le signal signal on commune sur 1 désignera par s somme. commun et d’exposer leur être suffisamment réduites pour sont à considérer selon que le défaut est Effet d’une non-linéarité du bruit commun aux la réjection et s 2 les du bruit ou 303 différent gênantes. sur les deux. commun "intégrale", 03B4, s’exprime généralement signal "pleine-échelle" compte mesuré est de la forme : pas être signaux fournis par chacune des deux voies, La non-linéarité dite de sortie maximum , max S deux voies ne détermination tenu de la en sensibilité où I est le nombre réel de photons des impulsions lumineuses. On voit tout de suite que puisque la quantité très petite commune aux bien deux voies n’affecte pas équilibré, les fluctuations l’équilibrage de I demeurent sans du Le taux de -03B1 +03B1 1 2 est polarimètre et effet facteur, en de r : où est le max S Par exemple pour 0394I I gênant = 10% et 0394I de I Le cas est se répercutent sur 10 et comme par définition S < S , max : -03B1 -2 +03B1 1 2 = dès que 03B4 < -2 10 Effet d’une non-linéarité différente cas est malgré la non-linéarité. qui ce est largement le cas (on a plutôt 03B4 ~ 5 ). -3 10 Ce non-linéarité signal somme maximum. Ce défaut n’est pas 2) une mesuré est : même, si le polarimètre Lorsque le taux de polarisation mesuré n’est pas nul, les fluctuations celles de polarisation plus grave : le pire est celui où 03B4 1 un = sur les deux voies calcul analogue au précédent 2 -03B4 03B4. = Compte tenu 304 de ce donne : que #03B1 1 03B1 2 = 03B1, -4 à 10 Une différence de non-linéarité affecte propriété qui utilisée pour est traduisent par mesurer bruit 0394r même un l’équilibrage apparent cette quand le polarimètre Les modules commerciaux utilisés sont avec ce 0394I I ~ 10% et S ~ 1 2 qui n’est plus Nous Mais par ce que c’est cette biais, les fluctuations de I se équilibré : est donnés pour03B4 < , prenant -4 10 5 ce chiffre obtient : priori négligeable si l’on venons se de voir que la non-linéarité niveau où il est facile de la mettre qu’il faut Pour mesurer et contrôler souvient que chaque chaîne utilise n’est pas évidence deux voies n’est plusieurs modules. directement, c’est le gênante que si elle atteint la différence des non-linéarités soin. polarimètre à niveau de signal moyen suivante : (pas trop jusqu’au double de la valeur initiale (nous permet de déterminer03B4 (Fig. III-57) : la pente de 305 r ~ avions alors S ~ r(S) suggère on commence faible sinon le précis), puis on modifie le signal somme le plus possible, nous sommes à zéro et montés r avec en commune aux cela, il suffit d’appliquer l’équation (III-6-A-7) de la manière équilibrer soigneusement de on généralement polarimètre (notons Mesure de la différence des non-linéarités des deux voies. Conclusion 3) un a max S , différence). du par réglage descendus presque max S )· que 03B4 < La variation -4 quelques 10 III-57 : Variation du taux apparent de polarisation r en fonction de la grandeur du les autres paramètres étant maintenus constants. La droite est un fit de moindres carrés dont la pente indique que la non-linéarité intégrale de la chaîne entière est inférieure à quelques 10 , en restant très prudent. -4 Fig. signal et même sans limite extrême somme doute S, encore moins (la mesure du bruit sur D en fonction de S donne une valeur supérieure). L’avantage de ce procédé est qu’il utilise les deux voies dans les conditions exactes où elles sont employées pour les mesures. (Si on observe une non-linéarité nette, on un peu peut même la localiser communs, sauf un en remplaçant dans les chaînes réelles tous les éléments par des éléments qui devient alors le seul à influencer la différence de non-linéarité des deux voies). 306 Notons que pour arriver à particulier offsets à celui de l’offset jouant en changer au cours associer aux ce résultat, il faut global (qu’on corrige faire attention en jouant du temps et peut nécessiter des retouches. ADC doit permettre amplificateurs celui des en principe cet ajustement de charge compris en en Un de la chaîne et réglages effet le même rôle qu’une non-linéarité différente. Ce Remarquons pour finir que la mesure présentée ici met et sur aux ADC), réglage la différence des susceptible est de appareil spécialisé qu’on peut permanence de façon automatique. jeu des chaînes entières, photodiodes dont il est très satisfaisant de constater ainsi la 307 en qualité. Complément ECART QUADRATIQUE DE CONVERSION III-6-B MOYEN DU BRUIT ANALOGIQUE-NUMERIQUE. CHOIX DE LA RESOLUTION DU CONVERTISSEUR Ce complément présente analogique-numérique cul 1) au d’une d’abord grandeur un calcul du bruit d’arrondi introduit par la conversion de caractère variable ce cal- Définitions analogique ~ numérique plus proche A(x). Cette opération introduit x de choix de notre convertisseur. La conversion Si aléatoire, puis l’application est une variable aléatoire, consiste à donc remplacer toute une erreur d’arrondi e(x) est aussi aléatoire, c’est le bruit Nous allons calculer l’écart quadratique moyen de tel que : 309 ce valeur réelle égale x par l’entier le à: d’arrondi. bruit. Celui-ci est par définition égal à 03C3 où e(x) est définie par (III-6-B-1) Nous supposerons que la devant 1 pour que celle-ci et la distribution de Ceci une de la distribution être considérée constante puisse comme 2) exemple hésitant Calcul de < e(x) > et entre seulement deux f(x) est suffisamment grande intervalle chaque reproduire les "brouille" le caractère discret du convertisseur. [k - 1/2 , k + valeurs, ne Au contraire, une variable aléatoire rentreraient pas dans ce cadre. 2 03C3 L’hypothèse précédente permet intervalles donnée. x. implique aussi que le bruit est "continu", et par sur f(x) du convertisseur est suffisante pour (Il est clair que nos signaux satisfont largement cette hypothèse). discrète, fonction largeur caractéristique Physiquement, ceci implique que la résolution variations de est x 1/2]. de considérer la distribution de Par contre, x comme intervalles sont affectés de ces plate poids sur k p chacun des en général différents. L’hypothèse (III-6-B-3) permet également valles extrêmes de d’intervalles est grand, La moyenne < est gauche et e de droite qui sont donc le >kde de en négliger le fait détail de ce qui se peut-être "incomplets" ; passe en sur effet, les inter- le nombre poids de chacun est faible. e(x) sur l’intervalle n° k est de toute évidence nulle. donc nulle aussi : 310 La moyenne globale : C’est à dire qu’il s’agit Puisque < e(x) bien d’un >= bruit, il n’y a pas de biais. 2 03C3 (éq.(III-6-B-2)) devient 0, la définition de 2 [e(x)] Mais la valeur moyenne de sur l’intervalle k, avec une distribution de x plate, est visiblement la même pour tous les intervalles. Elle vaut : Portant dans (III-6-B-5) on obtient, puisque 03A3 p k = 1, d’où finalement 3) Application choix de notre convertisseur au Nous voulons que ce bruit d’arrondi soit nettement inférieur 8 photons environ. impulsions de 10 il faudrait que ceci soit atteint dire lorsque le gain de conversion est tel que 10 8 x ces bruit de photon 03C3 p pour des réglage du gain de la chaîne ne soit pas trop critique, quand le signal vaut de bits du convertisseur. Dans -4 correspond à 10 Pour que le au à peu près la moitié photons correspondent conditions, le bruit de photons n-1 2 . Il faut donc avoir 311 de la à vaut pleine échelle, n-1 où n 2 c’est-à- est le nombre 4 photons c’est-à-dire 10 c’est-à-dire encore soit Nous avons estimé que 13 bits n’étaient pas vraiment Canberra 8077 qui permet de convertir sur d’où le choix du convertisseur suffisants, 14 bits. Remarque Un examen convertir de trop rapide du problème aurait avec plusieurs, 14 bits le signal de chaque pu voie amener puisque voire même de dix pour-cent. Le fait à conclure ce signal important est près, les fluctuations apparaissant sur les deux voies sont corrélées. éliminées dans la différence, mais seulement si elles d’arrondi de chacun des convertisseurs. 312 ne qu’il est fluctue de absurde de pulse à pulse qu’au bruit de photons Elles pourront donc être sont pas "déformées" par le bruit Chapitre III-7 PROBLEMES DE SYNCHRONISATION Un certain nombre des éléments nisés entre cellule une clairement Il y degré faut a eux. Nous par exemple l’interrupteur optique était censé que envoyer dans la impulsion de faisceau sonde juste après le passage du faisceau d’excitation : ceci implique une synchronisation entre l’un et l’autre. plusieurs synchronisations à réaliser, de précision une avons vu qui constituent le montage expérimental doivent être synchro- précision toutes n’étant pas de la même temporelle requis. C’est l’exemple précédent qui exige de réglage et un jitter difficulté, suivant le plus de précautions : il le de l’ordre de la nanoseconde. Plus facile est la synchronisation de l’impulsion électrique envoyée aux électrodes de la cellule : veut on positionner les tirs lasers dans la durée de cette impulsion, soit environ 100 ns avec l’alimentation actuellement en cours d’installation. Il faut aussi celle des convertisseurs analogiques-numériques, synchroniser la lecture celle du des peaufineur. Enfin, appareils il faut, de mesures : entre deux tirs lasers, effectuer certains renversements, comme ceux du signe du champ électrique ou de l’orientation des polarisations. La difficulté est dans ce cas pour ne pas perdre d’impulsion, c’est-à-dire de réaliser en un ces basculements suffisamment rapidement temps plus 313 court que 80 ms. des lasers 1) Synchronisation l’interrupteur optique laisse le passage L’ouverture de près l’impulsion du laser d’excitation. Il est donc au important faisceau sonde, elle doit jitter relatif soit très faible, de que le l’ordre de la nanoseconde compte tenu de la durée de vie de l’état excité 7S Une du laser à travers les Faraday, amplis. Le on gagne ainsi de cette signal nanosecondes de temps de quelques photodiode qui commande l’interrupteur optique, le jitter observé alors infrarouge est très faible (~ quelques nanosecondes). retardé d’une milliseconde puis commande obtient ainsi facilement polarisation capables que les (50 ns). photodiode rapide reçoit une partie du faisceau du laser YAG qui pompe le laser pulsé, juste à la sortie de la cage de et la suivre de très dans "bipulse" du faisceau sonde d’émettre mesures un portent directement sur entre En outre le l’impulsion signal de la au générateur verte et l’impulsion photodiode est aussi deuxième fois l’ouverture de l’interrupteur optique, on lequel la deuxième impulsion permet de mesurer l’intensité l’absence d’atomes de césium dans les niveaux 7S en d’absorber à cette ou une directement envoyé est propagation longueur d’onde. C’est grâce les modifications de au fonctionnement en 6P, ou bipulse polarisation apportées au faisceau sonde du fait de l’excitation résonnante de la vapeur. 2) Synchronisation des lasers avec l’impulsion de champ électrique Cette fonction est plus facile car les exigences de précision temporelle sont moindres. Par contre, il faut évidemment que le du laser d’excitation, Nous utilisons champ électrique soit déjà établi on ne un peut donc signal de pas utiliser celle-ci synchronisation dans la cellule comme une cellule de Pockels "ouvre" la cavité de détournons le loge signal de commande de la Pockels de déclenchement. interne du laser YAG : dans le laser flashes commencent à pomper les barreaux amplificateurs puis, isant, signal lorsqu’y arrive l’impulsion l’oscillateur, lorsque 314 gain du milieu est suff- autorisant ainsi l’effet laser. Nous appelé par Quantel à quartz bien stable située à l’extérieur de la cage de le Quantel les "24V déclenche" Faraday qui définit vers une hor- indépendamment les Fig. III-58 : Schéma de principe de la synchronisation de l’interrupteur optique, l’impulsion de champ électrique et du tir du laser pulsé. instants d’application du champ électrique c’est la même ceux-ci entre a horloge à quartz qui pu être rendu très stable, et d’ouverture de la Pockels commande les deux avec un l’intérieur et l’extérieur de la cage se de (cf. Fig. III-58). évènements, l’intervalle de temps Comme qui sépare jitter inférieur à 10 ns. Les deux liaisons (entrée et sortie) font de manière optique. Comme il importe de préserver un temps de montée court des impulsions de déclenchement (~ 100 ns), un circuit de remise en forme est nécessaire à la sortie des phototransistors. Remarque L’utilisation des liaisons optiques entre l’intérieur et l’extérieur de la cage de absolument indispensable, cage transmet en effet vers le moindre fil ou câble conducteur qui traverse la Faraday est paroi de la l’extérieur les parasites considérables que produisent les flashes 315 du laser lors de leur fonctionnement. Ces l’expérience et compromettent parasites donc gravement les Il faut noter par ailleurs que la conception du peaufineur Le peaufineur fonctionne de façon optimum il adéquate est sur le lasers qui doit être sous-multiple La fréquence Les convertisseurs de synchronisation ces se à analogiques-numériques horloge arrive à l’analyseur juste interne. Cette de la est option a le début du pas l’inverse. Une non envoyé au laser YAG imposé en pratique la fréquence des des trames vidéo fréquence avant (50 Hz configuré en non-synchrone mode tirs avec le actuellement 12.5 Hz. est analogique-numérique des chaînes de détection quant à eux ne nécessitent pas avec les autres éléments du montage expérimental. En effet, rappelons-nous que convertisseurs ont été conçus pour la physique nucléaire, c’est-à-dire pour étudier des évènements de manière essentiellement aléatoire produisant possible : ils convertissent comprise dans une programmation automatiquement assez Le schéma de la donc lesquels impulsion définir) et figure des polarisations, etc... 316 le résultat de cette est donc seulement du logiciel et en un con- problème particulier les est cadencé par l’ordinateur. III-59 résume l’ensemble des relations de l’expérience. synchronisation n’est (c’est-à-dire d’amplitude présentent simple d’ailleurs. Actuellement, l’ensemble champs, aucune convenable synchronisation des lectures des chaînes commandes de basculements des éléments de toute avec certaine fourchette que l’on peut version à l’ordinateur. La de chaque signal peaufineur, son signal son secteur). électroniques parasites. ces synchroniser les lasers sur le peaufineur et "externe" et remplace un de signaux rythme fixe de la vidéo de l’analyseur de transitoire, pour qu’il opère Il faut donc prévue les avec et l’utilisation de modules et des convertisseurs est recommandé que balayage d’une image. sortie au synchrones mesures. l’intérieur de la cage sont rendues très difficiles par 3) Synchronisation sont synchronisation entre les Fig. III-59 : Schéma d’ensemble des relations de synchronisations entre les divers éléments du montage expérimental. Les traits gras représentent les faisceaux lasers, les traits fins les liaisons électriques. LCC : laser à centres colorés ; IO : interrupteur optique ; H.T. : alimentation hautetension pulsée ; polar : polarimètre, suivi des deux chaînes de traitements terminées par les convertisseurs analogiques-numériques ADC. 317 CONCLUSION 319 Au terme de parité ce travail dans le césium sera nous pensons avoir montré possible par la méthode que des atomes 7S de césium émission induite par polarisation. Cette méthode permet grand l’asymétrie droite - gauche qu’une un de transférer précise de la violation de la proposée, à savoir la détection mesure nous avons laser sonde sur une analyse avec transition du caractère chiral de permise où le signal peut créée par l’interaction faible lors de l’excitation sur sa être la transition très interdite 6S - 7S. plusieurs étapes décisives dans l’avancée vers ce but ont été franchies avec succès au cours En effet desquelles nous avons progressivement pu réaliser les différentes conditions nécessaires à l’exploitation de cette idée: 2022 une première étude l’émission induite de exploratoire 1/2 à 3/2 7S 6P angulaire. L’amplification parité) sur est utilisable pour du faisceau sonde crée dans 7S par excitation en l’émission induite et donne lieu à lumière un a a détecter l’état pu être dès l’abord montré que 1/2 7S et signal observable sur Cs-Cs, difficile à prévoir, Le rôle des collisions avons apporté important effet une L’amplification vers un conséquent l’asymétrie de dilution. D’où vue sur l’importance a gràce la à la par ailleurs été du faisceau sonde peut alors atteindre de très un à des l’amplification le faisceau sonde trans- de la deuxième démonstration de la méthode utilisant cette fois régime de superradiance déclenchée. faisceau de la transition sonde l’excitation 6S - 7S réalisée à l’aide d’un laser continu limite un conserve évidence. valeurs très inférieures à l’unité et par mis subit état le faisceau sonde transmis, enfin suppression de l’effet Doppler. Cependant son polarisée entraine les effets de polarisation prévus hyperfine en analyser observée, l’anisotropie (qui l’utilisation de lasers colinéaires résoud la structure clairement mis 2022 n’utilisant que des lasers continus étape où laser d’excitation nous pulsé. et tendre même A condition d’utiliser un interrupteur optique sur le sonde , l’absorption par le niveau de résonance 6P 3/2 densité de césium exploitable à une valeur située en pratique 321 grandes valeurs, conduit seulement à restreindre la au delà de 10 14 atomes/cm et nous 3 pu vérifier que la détection des atomes excités est très efficace: presque tous avons signal. C’est bien là le progrès essentiel qui était escompté par rapport de 1982-83. De tout à fait la le dichroïsme circulaire Stark observé plus grandeur attendue d’asymétrie escompté Nous 2022 Enfin un prévue dans le l’amplification d’un cas à passés nous sommes de du ainsi différentielle, nous avons résultats essentiels sont une l’ordre de 100% dichroïsme ou atomique et à mise nous savons obtenir nous savons performances ces l’appareillage relativement complexe décrit qui maintenant approche au bruit, que à environ dans de la limite essociée polarimètre équilibré gràce nous ce au utilisant en un d’interaction et de la valeur technique très sensible de détection ce point plusieurs champ longitudinal des amplifications faire en pulsé mesure une mesure de très sensible d’un de manière absolue malgré les grands signaux. été rendue a configuration finale en de notre but. En effet à calibrer cette nous savons de la longueur d’une en oeuvre fortes non-linéarités inhérentes à l’obtention de La réalisation de de la l’augmentation supérieures, enfin, non-linéaire que l’excitation 6S - 7S est alors réduite par déjà pu approcher très près même a s’effectue donc de manière satisfaisante. configuration très proche qu’à la acquis: transverse grand gain. Malgré cela, gràce champ électrique champ électrique en l’asymétrie par propagation champ électrique longitudinal. L’efficacité de facteur 100. première expérience qui indique l’absence d’effet de dilution notable: le transfert 1/2 à 1/2 7S - 6P 3/2 1/2 6S - 7S même observé avons avions de ce à la participent au possible par la construction et la maîtrise de mémoire. En bruit de particulier la mesure du dichroïsme photons, n’a pu à deux voies et à la double chaine de être réalisée mesure des en pulsé impulsions, que à faible développés à cette fin. C’est ainsi que l’angle équivalent au bruit a été réduit -4 10 -1/2 rd.s dans des conditions où l’angle 03B8 0 associé à la violation de la parité est de pv nous avons l’ordre de 10 -6 rd. Simultanément à la rédaction de cette thèse les efforts menés par l’ensemble de continué à faire progresser 2022 l’expérience Plusieurs basculements des mettent notamment symétrie une de l’équipe ont façon significative: polarisations sonde et d’excitation ont été mis en place qui per- discrimination entre pouvoir rotatoire, dû à d’inévitables défauts de du montage et dichroïsme électrofaible, ainsi qu’une exploitation de la symétrie de l’expérience par rotation autour de l’axe des faisceaux lasers: lorsqu’on tourne simultanément la 322 polarisation sonde inchangé est alors et la polarisation d’excitation de 90° l’effet du dichroïsme plan électrofaible qu’il est peu soit de même pour les effets probable qu’il en des engendrés par défauts. 2022 une nouvelle cellule vient d’être installée, elle devrait permettre l’obtention d’un gitudinal de signe constant toute la sur Le longueur d’interaction. générateur d’impulsions haute tension spécialement conçu pour cette cellule autorise le renversement Des résultats important pour extraire le dichroïsme électrofaible du encore satisfaisantes, c’est à dire 2022 enfin préliminaires dissymétrie flagrante indiquer que celui décrit ici mais principe pompé puissance moyenne environ 50 fois supérieure par que ce signal, s’accomplit par un rapide du champ renversement, très dans des conditions entre les deux états du laser vient d’être installé. Ce modèle commercial un nouveau le même sans très semblent électrique. champ lon- champ. ( 03BB - Physik) construit selon laser à excimère peut fournir augmentaion de la cadence des tirs une (on passe de 12.5 Hz à 200 Hz) et augmentation simultanée de l’énergie des impulsions ( jusqu’à 10 mJ à la cadence maximale au lieu de 2 mJ). Ce gain d’intensité autant modifier la grandeur bruit devrait donc être d’un ordre de devrait un Une permettre de réduire la valeur du champ électrique 2 signal S (le produit SE inchangé grandeur. accessible moyennant du nous tandis que mesure de cet l’angle 03B8 0 pv angle à ~ 1% , restant conservé). L’angle équivalent -1 subirait E but de cette un accroissement par expérience, au près semblerait donc un travail délicat et sans doute ardu de recherche et éventuellement de suppression des effets systématiques devra encore être entrepris ne puissions atteindre enjeux de sur pour temps d’intégration raisonnable. Certes des difficultés restent à surmonter et cruciales sans notre but, mais les cette l’interaction faible et le modèle standard 323 2014 expérience nous 2014 avant que nous apporter des informations paraissent à la hauteur de cette tâche. REFERENCES 325 [1] E.P. [2] Voir par Z. Für Wigner, exemple Physik 43, L. Valentin ed. Hermann, Paris (1927). 624 "Physique subatomique : particules", (1975). Yang, Phys. Rev. 104, 254 [3] T.D. Lee, C.N. [4] C.S. Wu et al., Phys. Rev. 105, 1413 [5] G. t’Hooft, Nucl. Physics B33, 173 [6] S.L. Glashow, Nucl. A. Salam in noyaux et Physics 22, (1956). (1957). (1971) ; B35, 579 165 (1971). (1961) ; "Elementary Particle Theory", p. 367, ed. N. Svartholm ; Almquist and Wiksella, Stockholm (1968) ; S. Weinberg, Phys. Rev. Lett. 19, 1264 Lett. (1967). (1973) ; 46B, [7] F.J. Hasert et [8] UA1 Collab., Phys. Lett. 126B, 398 (1983). UA2 Collab., Phys. Lett. 129B, 130 (1983). [9] Voir par N.F. 46B, 121 138 exemple, I.J.R. Aitchison, A.J.G. Hey, "Gauge Physics", [10] al., Phys. 2nd ed. Adam (1973). theories in Particle Hilger (1989). Ramsey, Molecular beams, Oxford Univ. 327 Press (1956). [11] M.-A. Bouchiat, Les Houches, Session XXXVIII, ed. G. Grynberg, R. Stora ; North Holland, Amsterdam (1984). al., Phys. 77B, 347 (1978) ; 84B, 524 (1979). Lett. C.Y. Prescott et [14] M.J. MacPherson et [15] J.D. [16] G.N. Birich et al., J.E.T.P. 60, 442 [17] L.M. [18] J.H. Hollister et al., [19] T.P. [20] P.G.H. Sandars in Atomic E.N. Taylor et al., J. al., Europhys. Lett. 5423 Phys. B20, 4, 811 (1987). (1987). (1984). Barkov, M.S. Zolotorev, J.E.T.P. 52, 360 (1980). Phys. Rev. Lett. 46, 643 (1981). Emmons, J.M. Reeves, E.N. Fortson, Phys. Rev. Lett. 51, 2089 (1983). Physics 9, p. 225, ed. R.S. Van Dick Jr., Fortson ; World Scient., Singapour (1984). [21] M.-A. Bouchiat et [22] P.B. al., Phys. Lett. 117B, 358 (1982) ; 134B, 463 (1983). Bucksbaum, E.D. Commins, L. Hunter, Phys. Rev. Lett. 46, Phys. Rev. D24, 1134 (1981). P.S. Drell, E.D. Commins, Phys. [24] (1974) ; M.-A. [13] [23] 111 Physique 35, 899 (1974). J. de [12] Bouchiat, C. Bouchiat, Phys. Lett. 48B, Rev. Phys. Rev. Lett. 53, 968 (1984) ; A32, 2196 (1985). S.L. Gilbert et al., Phys. Rev. Lett. 55, 2680 (1985) ; S.L. Gilbert, C.E. Wieman, Phys. Rev. A34, 792 328 (1986). 640 (1981) ; [25] M.C. Noecker, B.P. Masterson, C.E. Wieman, [26] Pour J. discussion une Guéna, Thèse complète de cette Phys. expérience, Rev. Lett. 61, 310 (1988). voir : d’Etat, Paris (1986), et aussi : M.-A. Bouchiat et al. J. de 1175 Physique 46, (1985) ; 46, 1897 (1985) ; 47, 1709 (1986). Comm. 37, 229 [27] M.-A. Bouchiat, L. Pottier, [28] C.Y. Prescott et al., Phys. Lett. 77B, 347 [29] R.N. Cahn, F.J. Gilman, Phys. Rev. D17, 1313 J.E. Kim et al., Rev. Mod. Opt. [30] P.A. Souder et [31] Voir par Phys. 53, 211 al., Phys. Rev. Lett. 65, exemple : D. Denegri, Rev. of Mod. Phys. 62, 1 B. (1981). (1978) ; 84B, 524 (1978). (1981). 694 Sadoulet, (1990). M. Spiro, (1990) et références incluses. [32] C. Bouchiat, C.A. Piketty, Z. für Phys. C, à paraître. [33] B.A. Campbell, [34] Y.B. Zel’dovich, J.E.T.P. 6, [35] V.V. Flambaum, I.B. Khriplovich, J.E.T.P. 52, 835 (1980). [36] A. [37] Aleph collaboration, Phys. [38] S.A. [39] M.J.D. MacPherson, K.P. Zetie, D.N. J. Ellis, R.A. Flores, Phys. Sirlin, Phys. Rev. D22, Blundell, W.R. (1979). 1184 971 Lett. 225B, 419 (1989). (1957). (1980). Lett. B231, 519 (1989). Johnson, J. Sapirstein, Phys. Rev. Lett. 65, Stacey, 329 12th I.C.A.P., 1411 (1990). Ann. Arbor (1990). [40] Dzuba, V.V. Flambaum, P.G. Silveshov, O.P. Sushkov, V.A. J. Phys. B 20, 3297 (1987). [41] D. DeMille, D. Budker, E.D. Commins, 12th I.C.A.P., [42] V.A. [43] I.O.G. Davies et al., J. Phys. B 22, 741 [44] D. I.B. Dzuba, V.V. Flambaum, Khriplovich, Budker, E.D. Commins, D. DeMille, Ann. Arbor Z. Ann. Arbor (1990). D 1, 243 (1986). Phys. (1989). M. Zolotorev, 12th I.C.A.P., (1990). Fortson, Y. Pang, L. Wilits, Phys. Rev. Lett. 65, 2857 (1990). [45] E.N. [46] C. Bouchiat, C.A. Piketty, Europhys. Lett. 2, 511 [47] A.C. Hartley, P.G.H. Sandars, J. Phys. [48] W.R. Johnson, S.A. Blundell, J. Sapirstein, Phys. [49] V.A. Dzuba, V.V. Flambaum, P.G. Silvestrov, O.P. Sushkov, (1986). B 23, 1961 (1990). Rev. A87, 1395 Phys. Lett. [50] A.C. Hartley, [51] M.-A. Bouchiat, [52] M.-A. Bouchiat, M. Poirier, C. Bouchiat, J. de Physique 40, [53] S.L. [54] M.-A. [55] S.L. A141, E. 147 (1989). Lindroth, A.M. Martensson-Pendrill, à paraître J. Phys. B. J. Guéna, J. de Physique 49, Gilbert, R.N. Watts, C.C. Wieman, Phys. Bouchiat, Gilbert, (1988). J. 2037 (1988). 1127 Rev. A29, 137 (1979). (1984). Guéna, L. Hunter, L. Pottier, Optics Comm. 45, R.N. Watts, C.E. Wieman, Phys. 330 Rev. A27, 351 35 (1983). (1983). [56] J. Hoffnagle, L.-Ph. Roesch, V.L. Phys. Lett. [57] M.-A. Bouchiat, [58] Voir par Telegdi, A. A. Weiss, 85A, 143 (1981). J. exemple : Addison Wesley, Guéna, L. Pottier, M. J. de Physique 45, Sargent III, M.O. Scully, W.E. [60] M. Lintz, Thèse de l’Université Paris XI, Paris, 1987. [61] M.-A. [62] M. [63] J. J. Physique 50, Guéna, Ph. Jacquier, 157 M. Guéna, M. Lintz, L. 100 Pottier, (1989). M. Lintz, Ph. Jacquier, L. Pottier, M.-A. Bouchiat, 97 (1987). Lintz, J. Guéna, Ph. Jacquier, L. Pottier, M.-A. Bouchiat, Europhys. [65] Jr., "Laser Physics", ème cycle, Paris, 1979. Poirier, Thèse de 3 Optics Commun 62, [64] Lamb (1984). Optics Commun. 56, M.-A. Bouchiat, Ph. Jacquier, M. Lintz, L. Pottier, Bouchiat, L61 Reading (1974). [59] J. de Zehnder, M.-A. Lett 4, 53 (1987). Bouchiat, J. Guéna, Ph. Jacquier, M. Lintz, L. Pottier in "Interaction of Radiation with Matter. A volume in honour of A. Gozzini" Scuola Normale [66] T. [67] cf. S. [68] C. [69] C.L. Chen, A.V. Superiore, Pisa (1987). Holstein, Phys. Rev. 72, 1212 (1947) et 83, 1159 (1951). Stenholm, "Foundations of laser spectroscopy" Wiley, New-York (1984). Gregory, Phys. Rev. 61, 465 Phelps, Phys. (1962). Rev. 173, 62 331 (1968). (1985). Ducloy, M.P. Gorza, B. Decomps, Optics Commun. 8, [70] H. [71] V.P. 21 (1973). Chebotayev, in "High Resolution Spectroscopy, Topics in Applied Physics", Vol. 13, Ed. K. Shimoda, Springer Verlag Berlin (1976). (1976). [72] C. Wieman, T.W. Hänsch, Phys. Rev. Lett. 36, 1170 [73] C. Delsart, J.C. Keller, J. [74] M. Pinard, C.G. Aminoff, F. Laloë, Phys. Rev. A19, 2366 (1979). [75] M. Gross, Thèse d’Etat, Paris [76] M. Gross, S. Haroche, Physics Reports 93, 302 (1982). [77] P. [78] N.W. [79] M.S. 3662 (1978). 1980. Pillet, Thèse d’Etat, Paris 1982. Carlson, M. Gross, S. Haroche, Optics Comm. 32, Malcuit, J.J. Maki, D.J. Simkin, Phys. Rev. [80] Appl. Phys. 49, Lett. 59, 1189 R.W. (1987). Phys. 74, C.B. Collins et al., J. Chem. Phys. 74, 1067 (1981). J.B. [82] I.I. (1980). Boyd, C.B. Collins et al., J. Chem. [81] 350 1053 (1981) ; Hasted, Physics of Atomic Collisions, Butterwuths, London (1964). Sobel’Man, Introduction to the Pergamon Press, Oxford, [83] P. Drell, S. [84] F. Theory of Atomic Spectra, 1972. Chu, Optics Comm. 28, 343 (1979). Tréhin, Thèse de Docteur-Ingénieur, Paris VI 332 (1979). (1977). [85] J. Pinard, S. Liberman, Optics Commun. 20, [86] L. Cabaret, Thèse de Docteur-Ingénieur, Paris XI (1986). [87] F. Biraben, Optics Commun. 29, 353 (1979). [88] G. Camy, [89] L.F. Mollenauer, D.M. Bloom, A.M. Del Gandio, Optics Lett. 3, 48 (1978) ; L.F. Mollenauer, "Color Ed. by [90] L.F. Mollenauer, D.H. Olson, J. Appl. Physics 46, [91] W. [92] L.F. [93] R. Thèse d’Etat, Paris XIII B.C.L. Gellermann, F. center lasers" in Quantum Electronics p. 1-54, 3109 (1974). Lüty, C.R. Pollock, Optics Comm. 39, 391 (1981). Mollenauer, D.M. Bloom, Optics Lett. 4, 247 (1979). Beigang, K. Klameth, 383 B. Becker, Z. Yoon, H. 127 Welling, (1988) ; Phillips, P. Hinske, W. Demtröder, Appl. Phys. B47, K. Möllmmann, R. Beigang, (1988). [94] B. [95] Lampe spectrale Philips 93105E. [96] W.D. Johnston [97] H. Kogelnik, T. H. Kogelnik, The Bell [98] (1985). Tang, Academic Press, N.Y. (1979). Optics Commun. 65, G. 344 Girard, Thèse d’Etat, Univ. Paris 6, Paris (1987). Jr., P.K. Runge, I.E.E.E. J. Quant. Electr. QE8, 724 (1972). Li, Proc. of the I.E.E.E. 54, 1312 (1965) ; Syst. Techn. J. 455 (March 1965). D.C. Hanna, I.E.E.E. J. Quant. Electr. QE5, 483 333 (1969). [99] H. Kogelnik, E.P. Ippen, A. Dienes, I.E.E.E. J. Electr. Quant. Ch. V. Shank, 373 QE8, (1972). Jenkins, H.E. White, "Fundamentals of Optics" , McGraw-Hill, N.Y. (1957). [100] F.A. [101] Inventée par Tammann, G. Tammann, "Lehrbuch der Metallographie", Voss, Leipzig (1923). Cette méthode [102] a été modifiée par Bridgmann dont elle porte désormais le Proc. Acad. Arts and Sci. 60, 305 nom : (1925). P.W. Bridgmann, H.E. Buckley, "Crystal growth", J.E. Brice, "The growth of crystals from the melt", North-Holland, Amsterdam (1965) ; J. Wiley & Sons, N.Y. (1951) ; Lawson, Nielsen, "Preparation of single crystals" Butterworths Sci. Pub., London (1958). [103] J.H. Schulman, A.K. [104] Ch. Kittel Dunod, [105] F. Ghosh, P.H. Yuster, Phys. Rev. 151, 599 (1966). ème édition, "Physique de l’état solide", 5 Paris A Lüty, "F (1983), p. 542. centers in alkali halide crystals" in "Physics of color centers", Ed. W.B. Fowler Academic [106] Gellermann, K.P. Koch, [107] Société de Verrerie et de [108] Nous utilisons de la "laine 67160 [109] Ph. (1968). Mollenauer, N.D. Vieira, L. Szeto, Optics Lett. 7, 414 (1982) ; L.F. W. Press N.Y. Lüty, Laser Focus 18, Thermomètrie, 4 Rte de céramique 370-3" M. 1327 (1986). 334 (April 1982). fournie par S.P.I. Broyer, L. Pottier, M.-A. Bouchiat, Physique 47, 71 Longpont - 91360 Villemoisson / Orge Wissembourg. Jacquier, J. de F. Kager - [110] P. Thioulouze, I.E.E.E. J. A. R. Carenco, Quant. Electr. Guglielmi, QE17, 535 (1981). [111] A. Tomila, R.Y. Chiao, Phys. Rev. Lett. 57, 937 (1986). [112] H. Kogelnik, [113] A.R. Beaumont, B.E. [114] R.A Becker, [115] On pourra Quant. Electr. QE12, R.V. Schmidt, I.E.E.E. J. Daymond-John, Appl. Phys. particulier en (1976). R.C. Booth, Electron. Lett. 22, 262 Lett. 45, 1168 se 396 (1986). (1984). 3 me cycle d’A. Coblentz, reporter à la Thèse de è (1980), ou à W.A. Schurcliff, Polarized light, Harvard University Press, Cambridge (1962) p. 118 et Appendice 2. Paris VI [116] J.D. Taylor : Dr. Phil. Thesis, Oxford (1984) ; P.E.G. Baird, M.W.S.M. Brimicombe, R.C. Hunt, G.J. Roberts, P.G.H. Sandars, D.N. Stacey : Phys. [117] J.M. Raimond, Thèse d’Etat, Paris VI (1984). [118] Pour plus A. [119] de détails Clouqueur, P.W. D. Nicholson, Rev. Lett. 39, 790 sur l’utilisation de (1977). ces mémoires, voir par exemple d’Humières, Complex Systems 1, 585 (1987). Nuclear Electronics, John Wiley & Sons, New 335 York (1974). Philippe JACQUIER nom : titre TION :VERS DES MESURES D’UNE EXPÉRIENCE PRÉCISES DE VIOLATION DE LA NOUVELLE UTILISANT UNE PARITÉ DÉTECTION CÉSIUM: DANS LE CONSTRUC- ÉMISSION ACTIVE PAR INDUITE. résumé : Les expériences de violation noyau à très faible énergie. utiles Une sur énergie mesure sont de la un test de la vise à atteindre nm 7S - sur 3/2 6P à La vapeur 1.470 présente une précision en de l’ordre de 1% microradians) que la 03BCm). L’amplification mesure de la transverse et des lasers champ une configuration de mesure sions de l’alignement polarimètre équilibré - - - - - 8 photons, 10 au bruit de violation de la parité césium transition interdite émission induite polarimètrie différentielle détection faible bruit lasers mesure. laser sonde accordé un de 7S par la en oeuvre polarisation linéaire d’un petit alignement amplifiée permet que nous avons d’un laser dépasser 100%. angle (1 à de déterminer. franchies: l’essai pulsé, du avec et enfin le passage à à deux voies spécialement étudié et d’une double chaine d’impulsions lumineuses a permis la mesure à chaque tir du taux de polarisation d’impul- mots clés : - la sonde principales étapes continus , la mise l’expérience projetée sera réalisable. - cette champ longitudinal. L’utilisation d’un de de haute très interdite 6S - 7S du transitoire du faisceau sonde peut polarisation de Dans cette thèse sont décrites les trois un ceux apporterait des informations très sur faisceau pompe. L’interaction faible dans l’atome fait tourner cet 10 de présence d’un champ électrique longitudinal par un laser fort dichroïsme plan dû à un noyau de césium Il sont ensuite détectés par émission induite par ns). 10 complémentaire L’expérience proposée sur la transition Les atomes sont excités de 6S à 7S pulsé (durée ~ théorie électrofaible précise de la charge faible du les corrections radiatives. césium à 540 parité dans les atomes, explorant l’interaction faible électron- pulsés photons près. Les résultats obtenus semblent indiquer que
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