Une nouvelle source pour l’interférométrie atomique avec un condensat de Bose-Einstein double espèce

Une nouvelle source pour l’interférométrie atomique avec un condensat de Bose-Einstein double espèce

Principe de l’interférométrie atomique

 Le principe général d’un interféromètre atomique à deux ondes repose sur la séparation d’une onde de matière associée à un atome sur deux chemins cohérents puis sa recombinaison sur une seconde séparatrice cohérente (voir figure1.1). La probabilité de détecter un atome sur chacune des deux sorties de l’interféromètre oscille en fonction de la différence de phase ∆ϕ accumulée entre les deux chemins (voir équation 1.1). Par conséquent la mesure des populations en sortie des bras de l’interféromètre permet d’évaluer cette différence de phase. Dans notre cas la séparation de l’onde atomique est réalisée sur des états d’impulsions différents |p1 i et |p2 i. Nous mesurons les populations N1 et N2 dans chacune des deux sorties de l’interféromètre avec une imagerie par absorption ou fluorescence. Cette mesure est réalisée après un temps de vol pour que les états |p1 i et |p2 i soient séparés spatialement. Le rapport de ces populations oscille sinusoïdalement en fonction du déphasage entre les deux chemins de l’interféromètre : P(∆ϕ) = N1 N1 + N2 = 1 2 (1 − C cos(∆ϕ)) . 

 Séparatrices atomiques

 La séparation spatiale et cohérente des ondes de matière atomiques peut être réalisée par des réseaux matériels [45], effets magnéto-optiques [46], pièges spatialement séparés [47], des transitions optiques à un photon [48] et des transitions multi-photoniques (Raman [49], Bragg [50], oscillation de Bloch[51], Kapitza-Dirac [52]) 1 . La diffraction d’une onde atomique par un faisceau lumineux utilise le transfert d’un quantum d’impulsion lors de l’absorption d’un photon par un atome. Cependant la durée de vie de l’état excité doit être grande devant le temps de l’interféromètre car l’émission spontanée implique une variation dans une direction aléatoire de la quantité de mouvement de l’atome. L’utilisation des transitions étroites des alcalino-terreux (Sr, Ca, Yb, Hg) augmente la durée de vie de l’état excité et diminue la probabilité d’émission spontanée durant l’interféromètre. De plus, la phase du laser doit être prise en compte dans le calcul du déphasage de l’interféromètre, ce qui implique que le bruit de phase du laser “imprimé” sur les atomes brouille les franges d’interférence. Ceci implique le contrôle d’une fréquence optique à mieux que 1 Hz. Cependant les transitions mono-photoniques [54, 55] présentent un intérêt pour la détection d’ondes gravitationnelles par des dispositifs spatiaux de grandes tailles. La diffraction d’une onde atomique par un réseau optique utilise le transfert d’impulsion par absorption et émission stimulée de deux photons par un atome. L’utilisation d’un réseau optique désaccordé par rapport à la résonance permet d’effectuer des transitions multi-photoniques entre deux niveaux fondamentaux d’impulsions différentes. La population de l’état excité reste donc marginale et l’émission spontanée peut être négligée. De plus, le déphasage de l’interféromètre est sensible à la différence de phase entre les deux fréquences optiques du réseau. Le contrôle d’une différence de fréquence optique dans la gamme des kHz à quelques GHz est par conséquent plus aisé. Les transitions multi-photoniques couplent deux états de vitesses différentes de l’onde atomique ce qui permet de réaliser un interféromètre à bras spatialement séparés. Ce couplage peut adresser deux fois le même état atomique interne dans le cas de la diffraction de Bragg ou deux états internes différents dans le cas de la diffraction Raman. La méthode de diffraction Raman présente l’avantage de pouvoir mesurer les populations dans les deux sorties de l’interféromètre par spectroscopie, tandis que la diffraction de Bragg impose une séparation spatiale des deux paquets d’ondes en sortie de l’interféromètre pour mesurer le rapport entre les populations. Cependant la diffraction Raman est sensible aux effets dépendants des états internes, comme le déplacement lumineux d’ordre 1, et donc au bruit de puissance laser, ce qui n’est pas le cas de la diffraction de Bragg 2 . L’évolution de l’onde atomique entre les éléments diffractants peut être libre ou guidée. Une évolution confinée [56, 57, 58, 59] nécessite un très bon contrôle de la phase liée au potentiel de confinement. Cependant, dans le cas d’une onde atomique en évolution libre, la dispersion de vitesse initiale du nuage d’atomes et la gravité définissent des trajectoires atomiques pouvant sortir du volume du dispositif expérimental après un certain temps. Par conséquent, pour augmenter le temps d’interrogation des atomes dans l’interféromètre, il faut refroidir la source atomique et construire des dispositifs expérimentaux de grandes tailles [60, 61, 62] ou placer l’expérience en microgravité 

 Géométrie Mach Zehnder

 Il existe plusieurs configurations géométriques d’interféromètres atomiques qui peuvent être comparées à des interféromètres optiques, comme par exemple l’interféromètre de MachZehnder [45, 49], l’interféromètre de Michelson , ou l’interféromètre de Talbot-Lau . Une géométrie particulièrement utilisée dans le domaine de l’interférométrie atomique est inspirée de l’interféromètre optique de Mach-Zehnder (voir figure 1.2). Une onde lumineuse est séparée par une lame semi-réfléchissante sur deux chemins qui sont défléchis par une paire de miroirs et superposés sur une deuxième lame semi-réfléchissante. Une représentation de principe d’un interféromètre atomique de Mach-Zehnder à trois impulsions est donnée en figure 1.3. Un nuage est lancé avec une vitesse initiale et durant son vol parabolique une première impulsion du réseau optique permet de séparer de façon cohérente l’onde atomique en deux chemins équiprobables. Après un temps T, une seconde impulsion défléchit les chemins pour qu’ils se superposent spatialement au temps 2T. A cet instant, une troisième impulsion referme l’interféromètre. Notre interféromètre. Dans notre interféromètre nous prévoyons de manipuler une onde atomique avec un réseau optique quasi résonant selon les principes de la diffraction de Bragg d’ordre élevé. Le réseau optique est vertical et son amplitude est pulsée temporellement entre les phases d’évolution libre de l’onde atomique.