« LES ETATS DE RYDBERG COMME SOURCES ET DETECTEURS D’ONDES »

LES ETATS DE RYDBERG COMME SOURCES ET DETECTEURS D’ONDES

EFFET MASER ENTRE ETATS DE RYDBERG

CONDITIONS D’AUTOOSCILLATION

Lorsqu’on excite un atome dans un état de Rydberg |n~ > , on crée par là même une inversion de population sur toutes les transitions qui relient ce niveau à tout niveau |n’~’ > (avec ~’=~±1) d’énergie inférieure (excenté 1 niveau fondamental). Un ensemble de N atomes excités constitue donc un milieu capable de restituer au rayonnement une partie de son énergie d’excitation; c’est donc un milieu amplificateur de rayonnement, et cela sur un grand nombre de fréquences possibles (les fréquences de Bohr 03C9 n~ ~ n’~’de toutes les transitions |n~ > ~ |n’~’ >). Une telle inversion de population peut être utilisée dans plusieurs phénomènes : ~ (i) Quel que soit le nombre N d’atomes excités, toute onde incidente de fréquence coïncidant avec une fréquence propre 03C9 n~ ~ n’~’ sera amplifiée par émission stimulée. 

MISE EN EVIDENCE EXPERIMENTALE

 Le dispositif expérimental que nous avons utilisé pour réaliser les expériences de spectroscopie à très haute résolution sur les transitions à deux photons nS ~ (n+1)S permet aussi d’obtenir l’effet maser sur des transitions entre niveaux de Rydberg. Il permet en effet d’exciter un ensemble de N atomes dans un état |n~ > à l’intérieur d’une cavité semi-confocale de fréquence propre variable. Si la fréquence de résonance de celle-ci est ajustée de manière à coïncider avec une fréquence 03C9 n~ ~ n’~’ de transition de l’atome, et si le nombre N est supérieur au seuil de l’effet maser sur la transition n~ ~ n’~’, alors une impulsion d’ondes millimétriques sera engendrée par les atomes, et les atomes passeront de l’état |n~ > dans l’état de Rydberg voisin |n’~’ >. L’effet maser est cependant difficile à observer, car il met en jeu un très faible nombre d’atomes et donne lieu à une très faible émission d’énergie électromagnétique (On peut s’attendre à une puissance crête au seuil de l’ordre de 10-13 W). Il existe en fait deux manières de le mettre en évidence : ~ Mesurer l’effet sur les atomes eux-mêmes, c’est-à-dire enregistrer la variation de population des niveaux |n~ > et |n’~’ > en présence et en absence d’effet maser. ~ Mesurer directement l’émission de rayonnement millimétrique à l’aide de détecteurs très sensibles. Nous avons réalisé les deux expériences (rapportées dans les références (168 ) et (169 )), que nous allons maintenant décrire plus précisément dans les paragraphes B et C respectivement. 

DETECTION DE L’EMISSION LASER SUR LES POPULATIONS 

Il suffit pour cela d’exciter les atomes à l’entrée de la cavité millimétrique, de telle sorte que N soit supérieur au seuil et de mesurer les populations des différents niveaux dans le condensateur à la sortie de la cavité. Pour obtenir un nombre suffisant d’atomes excités, nous avons rapproché le four de la zone d’interaction et augmenté la température de celui-ci (~ 400°). Il est alors possible d’exciter 104 à 105 atomes à chaque impulsion laser. Les figures 82 et 83 montrent le courant d’ionisation en fonction du temps dans le cas de l’excitation des niveaux 24S et 27S respectivement pour différentes positions de la cavité, moyenné sur quelques dizaines d’impulsions laser successives, lorsque le temps 039403C4 entre l’excitation et la détection est de l’ordre de 30 03BCs. Les enregistrements b) correspondent à une position quelconque de la cavité, c’est-à-dire à une situation où les fréquences propres de la cavité ne correspondent à aucune fréquence propre 03C9 n~ ~ n’~’ de l’atome. On observe un signal formé de deux pics, correspondant aux niveaux |nS > et |n’P > (24S et 23P sur la figure 82 , 27S et 26P sur la figure 83). La population du niveau |n’P > est due principalement à des transferts d’origine thermique à partir du niveau |nS >. Les enregistrements a) correspondent à un accord de la cavité sur la fréquence nS ~ (n-1)P. On observe alors un très net accroissement de la population du niveau |n’P >, ainsi qu’une décroissance de la population du niveau initial |nS >. Cet effet de transfert de population ne dépend que de la distance entre les miroirs de la cavité, donc de sa fréquence de résonance. Il est donc caractéristique de l’existence d’une émission maser sur la transition nS ~ (n-1)P. Les enregistrements des figures 82 et 83 montrent que la population du niveau initial nS ne s’annule pas à l’accord de la cavité. Il y a deux raisons à cela : la première est que l’effet maser ne met pas en jeu -297- tous les atomes excités et donc que le transfert nS ~ n’P n’est pas total après l’émission de l’impulsion maser; la seconde, moins importante, est qu’il y a aussi transfert thermique,entre la fin de l’émission maser et la détection, qui repeuple le niveau nS à partir du niveau n’P. Il faut enfin tenir compte de la différence importante des durées de vie des niveaux nS et n’P, qui entraîne une désexcitation beaucoup plus grande du niveau nS que du niveau n’P. Cet effet explique la différence de contraste entre les enregistrements correspondants des figures 82 et 83. Dans le cas de la figure 82, la durée de vie du niveau 24S ne permet qu’à 10% des états S initialement excités d’atteindre la région de détection, alors que ce pourcentage s’élève à 70% pour les états P. Le niveau P est donc beaucoup plus « visible » à la détection que le niveau S, et l’effet du transfert S ~ P est ainsi amplifié. Sur la figure 83, les niveaux S et P ont tous deux des durées de vie qui leur permettent de se désexciter avec des taux moins différents (40% des états 27S et 75% des états 26P subsistent au moment de la détection).L’effet est donc moins apparent. Le nombre d’états de Rydberg N excités par laser est, dans les deux cas, d’environ 104, c’est-à-dire nettement au-dessus du seuil estimé pour l’effet maser. En effet, pour ces expériences préliminaires, le seuil est plus un seuil de sensibilité de la technique de mesure qu’un seuil de l’effet lui-même : lorsque le nombre d’atomes excités est trop faible (~ 1000), à cause de l’effet de sélection des vitesses et à cause des durées de vie des niveaux, le nombre d’électrons détectés tombe à moins de 100, rendant de ce fait difficile la mise en évidence de l’effet maser. Lorsqu’on balaie la longueur de la cavité ~, on observe un tel transfert de population pour un certain nombre de valeurs de ~. On observe tout d’abord les positions correspondant à la même fréquence de résonance 03C9 n~ ~ n’~’ , qui sont espacées de 0394~ = 03BB/2. De plus, lorsque le nombre N d’atomes excités est largement au-dessus du seuil, on observe le transfert pour quelques valeurs de ~ entre les valeurs correspondant aux différents modes de la cavité. Ces positions correspondent certainement à des modes parasites de structure complexe dont la fréquence est aussi celle de la transition. Mais ces résonances disparaissent si on diminue N : on observe alors 298 uniquement le peigne des modes propres de la cavité distants de 03BB/2. Mais on observe aussi l’apparition de l’effet maser pour des déplacements 03B4~ beaucoup plus petits que l’intervalle spectral libre. Ces positions rapprochées d’accord correspondent à une émission maser sur les deux composantes de structure fine de la transition nS ~ n’P 1/2 et nS ~ n’P 3/2 . La mesure du déplacement permet donc de mesurer la structure fine du niveau P d’arrivée avec une précision absolue qui est de l’ordre de la précision de pointé de la cavité (~ 30 MHz).

 DETLCTION DIRECTD DE L’EMISSION MASER

 Vu la très faible puissance mise en jeu dans un tel phénomène, il nous faut un détecteur très sensible pour mesurer directement l’énergie rayonnée par les états de Rydberg. De tels détecteurs existent : ils ont été mis au point FIGURE 81 300 en particulier par les radioastronomes pour détecter le rayonnement millimétrique très faible arrivant sur la terre après traversée de l’atmosphère. Les études radioastronomiques réalisées à l’aide de tels détecteurs portent sur l’émission des molécules interstellaires, mais aussi sur celle des états de Rydberg qui existent dans le milieu interstellaire et qui rayonnent nécessairement aux longueurs d’onde qui nous intéressent. Nous avons heureusement bénéficié de la collaboration du groupe de radioastronomie millimétrique de Meudon et de l’E.N.S. qui a développé et mis au point de tels détecteurs. On retrouve ici un exemple de cette corrélation entre l’astrophysique et l’étude des états très excités que nous avions signalée dans l’introduction. 

LE DETECTEUR UTILISE 

Ce détecteur, décrit en détail dans la référence (172 ) , est schématisé sur la figure 84. Il est du type hétérodyne, c’est-à-dire que l’on fait battre l’onde à mesurer (issue de la cavité dans notre cas) avec un oscillateur local, constitué ici par un klystron millimétrique. Le signal de battement est alors à fréquence suffisamment basse pour pouvoir être amplifié et filtré, de manière à donner un signal mesurable. Le klystron (Varian VRB 2113 A) est réglé de manière à émettre à 4,696 GHz au-dessus de la fréquence du signal à mesurer (qui est aux alentours de 107,8 GHz). Le signal de référence issu de l’oscillateur local et le signal maser sont couplés à travers une cavité d’injection; ils sont tous deux envoyés sur une diode Schottky AsGa Pt/Au, spécialement conçue pour cet usage. La diode elle-même (le « chip ») est fabriquée par G.T. WRIXON (Cork, Irlande) et montée sur un substrat de silice fondue par P. LANDRY (Meudon) (172 ) , de manière à obtenir un signal de battement à 4,696 GHz avec un bruit de fond minimal. Ce signal de battement est ensuite amplifié dans un préamplificateur 4,5 – 5 GHz à très faible bruit (Avantek ASD 9262 M), converti en onde à plus basse fréquence (630 MHz) par mélange avec un oscillateur local (solide) à 4,066 GHz, et enfin amplifié à nouveau. Pour obtenir un signal de fréquence voisine de 100 MHz qui puisse être visible sur un oscilloscope rapide, nous avons rajouté un étage basse fréquence, constitué par un nouveau mélange avec un oscillateur à 500 MHz qui donne un signal à 130 MHz. Ce signal basse fré- 301 quence est alors filtré dans un filtre étroit (130 ± 2 MHz) de manière à éliminer le maximum de bruit thermique, puis à nouveau amplifié. On obtient alors un signal de 300 mV environ . Celui-ci peut être envoyé directement sur le digitaliseur de transitoire Tektronix R 7912 couplé avec un enregistreur vidéo. On enregistre alors sur la bande un signal proportionnel à l’amplitude du champ maser à chaque impulsion du laser. Il est aussi possible de redresser le signal à 130 MHz. Dans le cas où le redresseur travaille dans le régime quadratique, on obtient ainsi un signal proportionnel à la puissance émise qui peut être moyenné sur un certain nombre d’impulsions laser. Pour des expériences ultérieures, nous avons utilisé un détecteur formé d’une chaîne simplifiée, aux performances légèrement moins bonnes (voir figure 85). L’oscillateur local est alors constitué par le carcinotron qui réalise directement un battement à la plus basse fréquence, laquelle est ensuite amplifiée et filtrée comme précédemment.