Le miroir à onde évanescente

Le miroir à onde évanescente est fondé sur l’utilisation de la force dipolaire, dont on a décrit les caractéristiques dans le chapitre [1]. Cette force étant proportionnelle au gradient de l’intensité lumineuse, elle est particulièrement élevée dans le cas d’une onde évanescente, dont l’intensité décroît exponentiellement lorsque l’on s’éloigne de la surface qui la supporte. Une telle onde peut être obtenue par réflexion totale interne d’un faisceau laser à une inter­ face verre-vide, comme représenté sur la figure (V-l). l’expression (VI) du potentiel dipolaire suppose que les degrés de liberté internes de l’atome ont atteint un état stationnaire, ce qui n’est pas nécessairement vérifié lors du rebond où l’atome interagit peu de temps avec le champ lumineux. Le problème de l’interaction entre l’atome et l’onde laser est alors beaucoup plus complexe. Cependant, il deuxième ligne a été obtenue en remplaçant, dans l’égalité plus générale (V2), le déplace­ ment lumineux A par son expression pour un atome à deux niveaux. Dans cette expression, l’in­ tensité effective lev dans l’onde évanescente est reliée au carré du module du champ électrique par: lev = 1/2 EOC IEev12; Eev désigne l’amplitude du champ électrique de l’onde évanescente au niveau de l’interface. Le terme c? = 2/3 est le coefficient de Clebsch-Gordan moyen, valide pour une transition J 1/2 -7 J = 3/2, qui constitue une bonne approximation pour notre situation dans le cas d’une polarisation linéaire dans l’onde évanescente et d’un désaccord grand devant la structure hyperfine de l’état excité. Le facteur K est inversement proportionnel à la longueur de décroissance de l’exponentielle, donné par K (WL/C) Jni E! sera réfléchi si celle-ci est inférieure à la hauteur maximale de la barrière.

L’inégalité (Y.4) montre qu’il faut disposer d’une intensité lumineuse considérable pour ré­ fléchir les atomes. Pour s’en rendre compte, effectuons une application numérique avec les paramètres typiques de notre expérience. Comme on On voit donc que l’intensité lumineuse nécessaire à la réflexion des atomes est très im­ portante. Pour l’atteindre, nous devons focaliser notre faisceau laser, issu d’un laser Ti: Sa (Saphir dopé titane) qui délivre 4 W en continu, sur une surface de quelques mm2• Nous al­ lons montrer, dans les deux paragraphes suivants, que l’intensité laser dont il faut disposer pour faire fonctionner le miroir à atomes dans un régime « cohérent » est encore bien supé­ rieure, ce qui constitue la motivation de ce travail. de van der Waals entre l’atome dans l’état fondamental et le diélectrique est importante, et modifie de façon notable le comportement du miroir à atomes [18] . Pour illustrer cette remarque, nous avons représenté sur la figure (V­ 2) la modification apportée à la barrière de potentiel du miroir par l’interaction de van der Waals.

Suppression de l’émission spontanée

Le phénomène d’émission spontanée, susceptible d’avoir lieu lors de l’interaction de l’atome avec l’onde évanescente, a pour effet de détruire la cohérence de l’onde de de Broglie ré­ fléchie [74] . Cette propriété disqualifierait le miroir qui en serait affecté pour de nombreuses applications, par exemple son utilisation dans un interféromètre. La réalisation d’un miroir à onde évanescente utilisable pour l’optique atomique passe donc par la suppression de l’é­ mission spontanée lors de la réflexion. Le taux d’émission spontanée est, dans le régime de faible saturation et grand désaccord, pro­d’effectuer une émission spontanée lors du rebond. Ce calcul s’effectue en intégrant sur le temps le taux d’émission spontanée calculé le long de la trajectoire classique de l’atome. On obtient alors le résultat [87, 84] La situation est plus compliquée si l’on prend en compte l’effet de van der Waals. Dans ce cas, le profil du potentiel à proximité du sommet de la barrière n’est plus exponentiel (voir figure (V-2)); si le point de rebroussement classique de la trajectoire atomique est proche du sommet, l’atome passe un temps non négligeable dans une zone où l’intensité lumineuse est importante, et la r.; expression (Y.6) confirme le fait que l’émission spontanée décroît lorsque l’on augmente le désaccord; comme nous l’avons souligné, cette augmentation du désaccord doit s’accompa­ gner d’une augmentation de 1’intensité laser, si l’on veut continuer à satisfaire la condition de réflexion (Y.4). On arrive donc à la conclusion que la suppression de l’émission spontanée, qui est une condition nécessaire à la réalisation d’un miroir cohérent, requiert l’utilisation d’une intensité lumineuse élevée.