Réflexion d’atomes froids sur l’ondeexalté

La source atomique est ici constituée par des atomes de rubidium ( 85Rb) qui ont été préalablement stockés dans un piège magnéto-optique (PMO). Celui-ci est chargé à partir d’un jet effusif produit par un four, qui est ensuite ralenti par la méthode du décalage de fréquence 3 (« crurping »). On capture ainsi environ 108 atomes, dans un volume de 0.5 mm , avec une vitesse résiduelle rms d’environ 6 Vrec soit I »V 4 cm·s-1 (vrec = 6 mm·s-1 pour le rubidium). Ces vitesses résiduelles étant très faibles, les atomes tombent en chute libre lorsque l’on coupe le PMO; le nuage atomique arrive donc en incidence nonnale sur le miroir à onde évanescente, situé 15 mm en-dessous du piège. 217 Le miroir à atomes est constitué par le système qui a été décrit dans le chapitre précédent. L’onde evanescente est excitée dans le prisme par un faisceau laser issu du laser Ti: Sa, de puissance 2 W et de col w 2,3 mm. L’angle d’incidence du faisceau laser dans le prisme vaut el = 59, 6 o. L’inverse de la longueur de décroissance de l’onde évanescente vaut donc: K, = 1, 29 k. La détection des atomes s’effectue grâce à un faisceau laser sonde rétro-réfléchi, dont on détecte l’absorption lorsqu’il est traversé par le nuage atomique. Ce faisceau sonde, de largeur 10 mm et d’épaisseur 1 mm, est situé à 10 mm au-dessus du prisme. Tout comme dans la technique de détection décrite dans la première partie de ce mémoire (voir sous-chapitre [Il 3J), on utilise un schéma de détection synchrone basé sur une petite modulation de la fréquence de la sonde (vm = 100 kHz), qui est ici appliquée grâce à un modulateur acousto-optique. Le délai entre la coupure du piège et l’instant de branchement de la sonde peut être ajusté, de manière à sélectionner les atomes lors de la chute (atomes incidents) ou de la remontée ( atomes réfléchis). En comparant les amplitudes des signaux à la remontée et à la chute, on a une mesure relative du nombre d’atomes réfléchis par le miroir. La figure (VII -2) donne un exemple de signal obtenu, lorsque l’on maintient la sonde branchée en permanence. 

Principe de l’expérience: mesure du seuil de réflexion

Ainsi qu’on l’a vu dans le chapitre [V}, les atomes incidents sur le miroir sont réfléchis si leur énergie cinétique est inférieure à la hauteur maximale de la barrière de potentiel. Par conséquent, si l’on mesure la proportion d’atomes réfléchis tout en abaissant progressivement la hauteur de la barrière (l’énergie cinétique incidente des atomes étant fixée), on s’attend à observer un seuil en-deçà duquel plus aucun atome n’est réfléchi. Lorsque l’on est au seuil, on connaît la hauteur de la barrière de potentiel, et donc l’intensité lumineuse dans l’onde évanescente. On peut donc déduire de ce type d’expérience une valeur pour l’amplification dans la structure diélectrique. Dans la situation idéalisée que nous venons de décrire, l’intensité laser est uniforme et la hauteur de la barrière de potentiel est invariante par translation dans le plan du miroir (plan xOy): la transition correspondant au passage du seuil de réflexion est alors abrupte. Dans la pratique, le profil de l’intensité lumineuse dans l’onde évanescente est à peu près Gaussien20 , et 2 caractérisé par les quantités W x et wy (demi-largeurs à 1/e ). Par conséquent, la hauteur de la barrière de potentiel ressentie par un atome incident sur le prisme dépend de la position dans le plan xOy, comme cela est représenté sur la figure (VII-3). 

Résultat expérimental 

expérience de mesure du seuil de réflexion a été réalisée comme suit. On utilise pour exciter l’onde évanescente dans le prisme un faisceau Gaussien de col w = 2,3 mm et de puissance Pi 2 W; on a donc une intensité lumineuse Ii = 24 W . cm-2 au centre du faisceau laser incident (avant entrée dans le prisme). La polarisation du laser est TE (s), de manière à exciter le mode résonnant du guide d’onde. Tous les autres paramètres sont ceux donnés dans le chapitre [VI}. Pour diminuer la hauteur de la barrière de potentiel, nous avons progressivement augmenté le désaccord de l’onde lumineuse, jusqu’à une valeur maximale de 140 GHz. La dépendance observée pour le nombre d’atomes réfléchis est reportée sur la figure (VII-4). On a tracé le nombre d’atomes réfléchis en fonction du logarithme du déplacement lumineux maximal Ao (i.e. au centre du profil Gaussien d’intensité) normalisé à r.Dans cette expression, ItOl12 0,48 représente le facteur de Fresnel en transmission pour la face d’entrée du prisme. On voit donc que la position du seuil « expérimental » sur la figure (VII4) (i.e. le point de l’axe des abscisses où le nombre d’atomes réfléchis s’annule) dépend de la valeur de It1412, qui est la quantité que l’on cherche à mesurer. On a figuré par des flèches les positions des seuils attendus en l’absence (Udip) et en présence (Udip +UvDW) de l’interaction de van der Waals. Dans le premier cas, la position du seuil est uniquement déterminée par l’énergie cinétique incidente des atomes (E~ = 5,3 1ïr). Dans le second, il faut calculer le potentiel de van der Waals. En présence des couches minces diélectriques sur le prisme, celui-ci n’est plus donné par l’expression (Y.S). Il faut prendre en compte l’interaction entre le dipôle atomique et ses images dans toutes les interfaces [90] . Cependant, on peut montrer que l’influence de la couche « gap » (voir chapitre [VI}) est dominante, son épaisseur étant bien supérieure (d’un facteur 10 environ) à celle du  » guide » . On peut alors utiliserl’expression (Y.S), en remplaçant le terme (El 1) / (El 1) par un terme plus complexe, d’une valeur de 0, 7 avec nos paramètres.