Utilisation de l’atome unique comme une source de photons uniques

Utilisation de l’atome unique comme une source de photons uniques

Il est apparu dans le chapitre précédent que l’un de nos objectifs était de faire de l’atome unique une source de photons uniques déclenchable à volonté. Nous avons ainsi conçu une source laser impulsionnelle et observé des oscillations de Rabi entre l’état fondamental et l’état excité (paragraphe 4.3 du chapitre 4), afin de pouvoir transférer, à la demande, un atome unique dans l’état excité à l’aide d’une impulsion ¼. Après chaque impulsion, l’atome émet un et un seul photon par émission spontanée. Certaines propriétés restent cependant à diagnostiquer en mesurant la fonction de corréla- tion en intensité. Nous développerons donc quelques outils théoriques permettant de relier la corrélation du signal lumineux à celle du dipôle atomique. La première expérience de ce chapitre consistera à mesurer le signal de corrélation de photons émis par un atome sous excitation continue par les faisceaux de la mélasse. Ceci permettra de mettre en évidence le phénomène de groupement de photons et de retrouver les oscillations de Rabi. Enfin nous mesurerons la fonction de corrélation lorsque l’atome est éclairé périodiquement par des impulsions ¼. Ceci permettra de caractériser la qualité de la source de photons uniques. Les mesures seront enfin comparées aux prédictions théoriques.

Caractéristiques de notre source de photons uniques

Le principe de notre source de photons uniques a déjà été abordé au paragraphe 4.3 du chapitre précédent. Nous allons maintenant revenir sur ce principe et analyser notre système sous l’éclairage des exigences requises pour une telle source, exposées en introduction. Nous résumerons ainsi les résultats obtenus au chapitre précédent. Le principe physique utilisé consiste à exciter un dipôle l’atome unique, avec une impulsion laser. Si le dipôle unique est un système quantique à deux niveaux, initialement dans l’état fonda- mental, il est porté dans l’état excité par l’impulsion. Il y reste en moyenne pendant la durée de vie du niveau excité, puis retombe vers l’état fondamental en émettant un photon. Il y demeure jusqu’à la prochaine impulsion. En illuminant l’atome avec des impulsions ¼, on obtient une efficacité d’excitation proche de 100 % (94(§6) %). Remarquons que nous aurions également pu transférer l’atome dans l’état excité avec une bonne efficacité à l’aide d’un passage adiabatique rapide. Une source de photons uniques déclenchés a d’ailleurs été conçue sur ce principe [66].Le mode spatial des photons émis est également bien défini en principe. L’atome dans le piège dipolaire explore une région de dimension inférieure à la réponse percusionnelle de MIGOU (tâche d’Airy dont la diamètre est de l’ordre de la longueur d’onde). L’objectif étant limité par la diffraction, le mode spatial dans lequel sont collectés les photons est la réponse de l’objectif à une source ponctuelle.

En ce qui concerne l’indiscernabilité des photons émis, il faut s’intéresser à leurs propriétés spectrales. Tous les photons sont émis à la même longueur d’onde, celle de la transition atomique. La source de photons uniques possède donc un élargissement spectral homogène de ¡, la largeur naturelle du niveau excité. Toutefois, les atomes ont une température non nulle et par conséquent un mouvement thermique au sein du potentiel de piégeage. Ceci se traduit, on l’a vu au chapitre 3, par une dispersion de la transition atomique, soit un élargissement spectral inhomogène. Par ailleurs, l’excitation même de l’atome par la source impulsionnelle induit un chauffage qui amplifie cette dispersion. L’indiscernabilité des photons émis reste donc à prouver.Nous utilisons des impulsions de 4 ns, courtes devant la durée de vie de 26,4 ns de l’état excité, pour limiter la probabilité d’une double excitation produisant deux photons d’émission spontanée à la suite d’une impulsion. Toutefois, cette probabilité est non nulle et il nous faut l’estimer. Enfin, pour maximiser le flux de photons uniques, tout en étant sûr que l’atome est retombé dans l’état fondamental entre deux impulsions, le taux de répétition est fixé à 5 MHz. Si l’on tient compte de l’efficacité des impulsions ¼ de 94 % et de l’efficacité globale de collection et de détection d’environ 6 ‰, on peut espérer un flux maximum de 28 500 photons par seconde, quand un atome est dans le piège dipolaire. Nous verrons dans ce chapitre que ce flux peut être atteint.