PRODUCTION ET DETECTION D’ATOMES ALCALINS TRES EXCITES

PRODUCTION ET DETECTION D’ATOMES ALCALINS TRES EXCITES

EXCITATION DES NIVEAUX DE RYDBERG DES ALCALINS

GENERALITES

Pour notre problème particulier, le paramètre le plus important de ces diagrammes est l’énergie d’ionisation EI, puisque c’est cette énergie (ou légèrement moins) qu’il faudra fournir aux atomes pour les porter dans un état de Rydberg. EI vaut respectivement (58) : ~ pour le sodium E = 41 449.65 cm-1= 5,14 eV (correspondant à une longueur d’onde de 2413 Å) (IV.1) ~ pour le césium EI= 31 406.71 cm – 3,90 eV (correspondant à une longueur d’onde de 3184 Å) (IV.2) Les niveaux de Rydberg auxquels nous nous intéressons sont en fait à quelques centaines de cm-1au-dessous de cette limite (quelques millièmes de l’énergie d’ionisation). Nous désirons de plus pouvoir exciter efficacement un seul niveau de Rydberg à la fois, tout en étant capables d’explorer une série de niveaux sur un grand intervalle de valeurs de n. Il faut donc une excitation qui soit intense, de faible largeur spectrale, et balayable en longueur d’onde : les lasers à colorants fonctionnant en impulsion correspondent à ces spécifications, mais jusqu’à présent, ils ne fonctionnent que dans le spectre visible et dans le proche ultra-violet et infrarouge, et pas aux lon- 170 gueurs d’ondes données en (IV.1) et (IV.2). Pour exciter les niveaux de Rydberg des alcalins, il est donc nécessaire d’apporter l’énergie d’excitation au moyen de deux photons optiques : 1) Soit par absorption simultanée de deux photons (117 )(94 , comme dans les expériences de spectroscopie à deux photons sans effet Doppler. Mais à cause de l’absence de niveau intermédiaire résonnant, l’efficacité du pompage est faible. On peuple ainsi les séries S ou D à partir du fondamental. 2) Soit en « additionnant » dans un cristal doubleur deux photons optiques pour créer un photon ultra-violet. On peuple ainsi la série P à partir du fondamental (89). 3) Soit enfin en utilisant deux lasers accordés sur deux transitions successives (excitation en échelon). On bénéficie ainsi du caractère résonnant des deux processus; l’efficacité d’un tel pompage est donc très grande. Malheureusement, elle ne permet de peupler que les séries S ou D (on peut imaginer des excitations à 3 échelons ou plus pour exciter les autres séries (118 ) ). L’adjonction d’un faible champ électrique au moment de l’excitation permet aussi de peupler les niveaux P en le mélangeant avec les fonctions d’onde des niveaux S ou D. Nous avons utilisé la méthode n° 3 pour toutes les expériences sur le sodium et la méthode n° 2 pour étudier les niveaux P du césium. Dans le cas du sodium, le premier échelon est constitué par l’une des deux transitions de résonance 3S ~ 3P ½(5896 Å) ou 3S ~ 3P/2 (5890 Å). Comme la force d’oscillateur sur cette transition est très grande, il suffit d’une faible puissance (inférieure à quelques dizaines de watts) pour la saturer pendant la durée de l’impulsion. Le deuxième échelon permet de peupler les états proches de la limite d’ionisation avec une excitation dans le bleu lointain. Le tableau suivant donne les longueurs d’onde dans l’air du deuxième échelon nécessaire pour atteindre un niveau donné |n~ > à partir par exemple du 3P.L’efficacité du pompage, donc la population du niveau excité à nuissance laser constante, décroît en 1/03BD 3, où 03BD est le nombre quantique effectif du niveau d’arrivée. D’autre part, les niveaux se resserrent lorsque n augmente : la séparation (qui varie en 1/03BD 3aussi) entre les niveaux 10D et 11D est de 35 Å; elle n’est plus que de 0,7 A entre les niveaux 39S et 40S. Les mesures spectroscopiques (58)(36 effectuées sur les niveaux moyennement excités du sodium nous permettent de connaître approximativement les défauts quantiques des niveaux de faible moment cinétique. Ils sont donnés dans le tableau suivant : Cette distribution particulière des défauts quantiques entraîne une succession de niveaux d’énergie aux alentours de n = n qui a l’allure de la figure 33.

DESCRIPTION DES LASERS 

Pour induire ces transitions, nous avons utilisé 2 lasers à colorants pompés par le même laser à azote (voir figure 34). Le laser à azote (MOLECTRON UV 1000) donne des impulsions de 10 ns de durée et de 10 mJ d’énergie à un taux de répétition voisin de 10 Hz. Les lasers à colorants ont été montés au laboratoire selon la disposition préconisée par HÄNSCH (119 ) et maintenant bien connue : la cavité est fermée à une extrémité par une lame faiblement réfléchissante , à l’autre extrémité par un réseau et comprend un système afocal chargé d’étendre le faisceau et, en illuminant un nlus grand nombre de traits du réseau, de diminuer la largeur de raie d’émission du laser. Dans le cas de l’excitation en échelon du sodium, le laser à colorant fonctionnant dans le jaune (colorant : Rhodamine 6G) est pompé par une faible partie du faisceau du laser à azote (10%) et a une puissance crête inférieure au kW, ce qui est suffisant pour saturer la transition 3S-3P pendant la durée de l’impulsion. Le laser à colorant assurant le second échelon dans le bleu (colorants : Coumarine 120 pour les niveaux n = 9 et 10; POPOP pour n = 11, 12, 13; Bis-MSB pour n = 14 – 19; DPS pour n 20; les deux premiers sont en solution dans l’éthanol, les deux derniers dans le dioxane) doit avoir au contraire une puissance aussi grande que possible puisque, nous le savons, la force d’oscillateur 3P ~ n~ décroît proportionnellement à 1/03BD 3. L’impulsion issue du laser bleu est amplifiée à l’intérieur d’une deuxième cellule à colorant pompée par une partie du faisceau ultra-violet du laser à azote. On obtient ainsi des puissances crête de l’ordre de plusieurs dizaines de kW sur une largeur de raie de l’ordre de 0,2 Å (0,5 cm-1à 4000 Å). Ceci permet de saturer les transitions 3P ~ nS ou nD jusqu’à n ~ 20 et de peupler efficacement les niveaux dans toute la gamme qui nous a intéressé ici (1% des atomes au moins sont portés dans l’état de Rydberg pour n ~ 40). De plus, le faisceau du laser bleu, une fois amplifié, comporte une ligne à retard de longueur de l’ordre du mètre (3 ns) pour que l’impulsion bleue arrive sur les atomes après leur excitation dans le niveau 3P par l’impulsion jaune. 3. MISE A RESONANCE DES LASERS Pour peupler sans ambiguïté un niveau de Rydberg choisi à l’avance, nous utilisons une technique en deux étapes : ~ La lumière du laser bleu est envoyée sur la fente d’entrée d’un monochromateur à haute résolution (JOBIN YVON THR2) étalonné de manière absolue à ± 0,1 Å près. On ajuste alors la longueur d’onde du laser à la valeur prévue pour la transition|3P J>~ |n~ >, calculée d’après les tables de niveaux d’énergie (58). ~ On observe alors un signal So sensible à la population des niveaux excités (fluorescence dans le cas des expériences de battement quantique, signal d’ionisation par champ pour les expériences suivantes). Il suffit alors d’une très faible correction de la fréquence du laser pour voir apparaître le signal So. Cette procédure n’introduit aucune ambiguité lorsque les niveaux de Rydberg sont nettement séparés (n ~ 35). Elle est plus délicate au-delà. Il est possible alors, pour identifier un niveau donné, de balayer continûment la longueur d’onde dans le sens croissant et de compter les niveaux rencontrés jusqu’à un niveau bien isolé donné, identifiable sans ambiguité. Signalons aussi que la forme du signal S permet bien souvent de déterminer s’il s’agit d’un niveau S ou d’un niveau D et donc de lever la plus grande partie de l’indétermination. Enfin, mais cette méthode n’est possible que dans les expériences sur jet atomique, on peut lever les derniers doutes sur l’identification d’un niveau n très élevé en essayant d’induire par une source extérieure de fréquence connue une transition entre états de Rydberg : la transition a lieu à une fréquence évidemment spécifique du niveau considéré et permet de confirmer ou d’infirmer des identifications. La largeur spectrale médiocre de nos lasers à colorants permet d’exciter un seul niveau de Rydberg à la fois jusqu’à des valeurs de n de l’ordre de 45. La gamme 10 n 45 nous ayant paru suffisante pour nos études spectroscopiques, nous n’avons pas cherché à affiner la largeur de raie en introduisant des éléments sélectifs dans la cavité.