L`atome devant son miroir : une sonde de champ proche O

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La saga des atomes froids
L’atome devant son miroir :
une sonde de champ proche
Grâce aux progrès du refroidissement d’atomes par laser au cours des quinze dernières années,
les physiciens sont aujourd’hui capables de contrôler le mouvement d’atomes. De cette maîtrise est
née l’optique atomique qui, après l’optique électronique et l’optique neutronique, étend le champ de
l’optique à des objets encore plus gros et plus complexes, et donc encore plus couplés à leur
environnement. Nous nous sommes particulièrement intéressés à un composant optique de base, le
miroir. Les atomes, en venant se réfléchir sur ce miroir, dans des conditions d’approche que nous
pouvons très bien contrôler, nous informent sur leur interaction avec la surface.
n était déjà habitué depuis
plusieurs années à l’idée que
les faisceaux laser peuvent
servir non pas à chauffer mais à refroidir des gaz d’atomes neutres
jusqu’à des températures extrêmement basses, du micro-voire du nanokelvin. L’agitation de ces atomes
est ainsi considérablement réduite, ce
qui les rend d’autant plus manipulables. On parle alors d’optique atomique.
O
Les rayons sont les trajectoires des
atomes que l’on dévie, réfléchit ou
focalise en utilisant toute une panoplie de forces exercées essentiellement par des faisceaux laser et des
champs magnétiques. L’optique atomique a également ses ondes, et les
longueurs d’onde de de Broglie associées sont d’autant plus grandes que
les atomes sont plus lents, de moins
d’un nanomètre à quelques centaines
de nanomètres. Les premières réussites de l’optique atomique ont
d’ailleurs été des interféromètres
(voir Images de la Physique 1993), et
les gyromètres atomiques sont actuellement en plein essor. La lithographie
atomique a également obtenu des
résultats remarquables, utilisant des
– Institut d’optique théorique et appliquée,
groupe d’optique atomique, centre scientifique d’Orsay, URA 14 CNRS, bât. 503,
BP 147, 91403 Orsay Cedex.
ondes laser stationnaires pour fabriquer des structures de dimensions nanométriques.
Qu’il s’agisse d’interférométrie ou
de focalisation, l’optique « lumineuse » utilise abondamment les miroirs : télescope de Newton, interféromètre de Michelson ou de FabryPerot, cavités laser. L’optique
atomique dispose actuellement de
deux types de miroirs : le miroir magnétique et le miroir à onde évanescente. C’est en cherchant à améliorer la qualité des miroirs à onde
évanescente, et donc à mieux en
comprendre le fonctionnement, que
nous avons mis en évidence leur sensibilité à l’interaction de van der
Waals ou à la rugosité d’une surface
à l’échelle du nanomètre.
COMMENT L’ATOME EST RÉFLÉCHI
SUR UN MIROIR DE LUMIÈRE
Le miroir est constitué d’un prisme
de verre à la surface duquel on
forme, en guise de traitement réfléchissant pour les atomes, une onde
évanescente. Cette onde est obtenue
par réflexion totale à l’intérieur du
prisme de l’onde lumineuse monochromatique issue d’un laser saphirtitane (figure 1a). Il suffit, pour obtenir la réflexion totale, que l’angle
d’incidence du faisceau laser dépasse
un angle limite. La lumière ne peut
plus alors se propager vers l’extérieur
du prisme, mais la continuité du
champ électrique à l’interface impose
l’existence d’un champ électromagnétique non nul, qui décroît exponentiellement lorsqu’on s’éloigne
de la surface et qui constitue une
onde évanescente. Sa longueur de décroissance caractéristique -pour des
valeurs d’angle ni très proches de
l’angle limite, ni très rasantes- est de
l’ordre de k/2p (k est la longueur
d’onde d’émission du laser et vaut ici
780 nanomètres).
Le prisme, couvert par l’onde évanescente, est placé dans une enceinte
à vide. Lorsqu’un atome s’approche
de la surface du prisme, il rencontre
un champ électromagnétique d’intensité croissante et subit du fait de ce
champ une force dipolaire, répulsive
si la fréquence de l’onde laser est supérieure à la fréquence de résonance
de la transition atomique (cf. encadré
n°1). En terme d’énergie, l’onde évanescente crée une barrière de potentiel qui croît exponentiellement
(comme le module carré du champ
électrique) lorsque l’atome s’approche de la surface. Elle atteint une
valeur maximale U0 sur la surface
(fig. 1b). Un atome avec une énergie
cinétique incidente inférieure à U0
rebrousse chemin avant d’atteindre la
surface du prisme : il rebondit. En revanche, si l’énergie de l’atome est
supérieure à U0, il tombe sur le
prisme. Les intensités laser utilisées
(quelques watts focalisés sur quelques mm2) correspondent à une
15
Notre source d’atomes froids est
un piège magnéto-optique, combinaison de faisceaux lasers et de champ
magnétique. Il permet de capturer
100 millions d’atomes dans une
sphère d’un millimètre de diamètre,
tout en les refroidissant à une température voisine de 10 microkelvin (cf.
encadré 2). En coupant les faisceaux
laser et le champ magnétique, on
ouvre le piège et les atomes tombent
sous l’effet de la pesanteur. Ils acquièrent ainsi une vitesse d’un demimètre par seconde au bout d’un centimètre de chute. Ils peuvent alors
rebondir sur la surface horizontale du
miroir à atomes. Pour observer la
réflexion d’atomes, on les illumine
avec un faisceau laser horizontal
(sonde) placé entre le piège magnétooptique et la surface du miroir. Soit
on détecte alors la très faible absorption de la sonde au passage des atomes, avant et après le rebond, soit on
récolte la lumière diffusée par les
atomes pour en former une image sur
une caméra très sensible.
SONDER L’INTERACTION DE L’ATOME
AVEC SON IMAGE
Figure 1 - a) Schéma de l’expérience du miroir à atomes. Le laser miroir crée une onde évanescente
sur la surface d’un prisme en verre. Les atomes d’un piège magnéto-optique tombent et sont réfléchis
par l’onde évanescente. On observe leur fluorescence avec une caméra lorsqu’ils traversent un faisceau laser sonde.
b) Principe du miroir. L’onde évanescente crée un potentiel qui décroît exponentiellement en fonction
de la distance au prisme. Si l’énergie cinétique des atomes est inférieure au maximum du potentiel
U0, ils sont réfléchis.
énergie U0 de l’ordre de 10–27 joule.
Pour des atomes de rubidium, une
énergie cinétique de 10-27 joule correspond à une vitesse incidente d’environ 1 m/s. Or, à température ambiante (300 K), la vitesse typique
d’un atome est de quelques centaines
de m/s. Pour faire rebondir les atomes, il faut diminuer la composante
16
de la vitesse normale à la surface.
Cela peut être obtenu avec des atomes animés de vitesses thermiques
ordinaires en incidence rasante ou,
plus carrément, avec des atomes
lents. Nous avons choisi la deuxième
méthode, dans une expérience consistant à lâcher sur la surface un nuage
d’atomes froids.
En rebondissant sur le miroir atomique, les atomes s’approchent de la
surface de verre à une distance voisine de la longueur de décroissance
de l’onde évanescente, soit une centaine de nanomètres. A de telles distances, ils interagissent non seulement avec l’onde lumineuse, mais
aussi avec la surface de verre ellemême. En l’absence d’onde évanescente, un atome neutre subit au voisinage d’une surface métallique ou
diélectrique une force de van der
Waals.
Une image simple de cette force
permet de se convaincre qu’elle est
attractive. Plaçons un dipôle électrique permanent devant une paroi diélectrique. Il y induit un dipôle image
renversé par lequel il est attiré. Un
atome, dans son état fondamental, ne
possède pas de moment dipolaire
électrique permanent. Il subit tout de
même une force attractive car les
fluctuations d’origine quantique
La saga des atomes froids
Encadré 1
LE POTENTIEL DIPOLAIRE DANS LE CAS
D’UN MIROIR OU D’UN RÉSEAU ATOMIQUE
PRINCIPE DE LA FORCE DIPOLAIRE
Un atome neutre plongé dans un champ électrique voit son
nuage électronique déformé de sorte qu’un dipôle électrique
est induit. La valeur de ce dipôle est le produit de l’amplitude
du champ E par la polarisabilité α qui caractérise l’atome.
L’interaction entre ce dipôle et le champ donne lieu à une
2
énergie potentielle U = − a u E u . Dans un champ
inhomogène, un atome subit une force qui dérive de ce
potentiel, et qui est dirigée vers les régions de champ élevé.
Cet effet se produit aussi pour un champ oscillant comme
celui d’une onde électromagnétique, et la polarisabilité
dépend alors de la fréquence d’oscillation. Au voisinage d’une
résonance atomique, la polarisabilité peut atteindre des
valeurs importantes. Elle devient négative pour des fréquences
plus élevées que celle de la résonance : c’est cette situation,
où le dipôle induit oscille en opposition de phase par rapport
au champ, qui est utilisée dans le miroir à atomes. Dans ce
cas l’atome est expulsé des régions de champ fort par une
force qui dépend de E2, c’est-à-dire de l’intensité du laser qui
crée le champ.
peut être réalisé en augmentant simultanément l’intensité du
laser miroir et son écart de fréquence par rapport à la
transition atomique.
MODULATION DU POTENTIEL DIPOLAIRE
DANS LE CAS D’UN RÉSEAU DE DIFFRACTION
Calculons la dépendance spatiale du potentiel dipolaire pour
un réseau de diffraction tel que celui de la figure 3. Le champ
électrique évanescent dû au faisceau laser incident (de
ik x − jz
tandis que le champ
pulsation x) s’écrit : E0 = Ee x
électrique évanescent dû au faisceau réfléchi s’écrit
− ik x − jz
, où R est la réflectivité du miroir de
E1 = =REe x
2
2 2
2
renvoi et où kx et j vérifient k x − j = x /c . Le potentiel
dipolaire varie comme le module carré du champ total :
U = − a u E0 + E1 u
2
− 2jx
= − aE ~ 1 + R ! e
2
~ 1 + e cos ~ 2 kx x ! !
où
EFFET DE L’ÉMISSION SPONTANÉE
Cette analyse suppose que le champ n’est pas exactement
résonnant avec l’atome, ce qui permet de négliger la diffusion
de la lumière par émission spontanée. Le phénomène
d’émission spontanée donne lieu à une autre force, la force de
pression de radiation, qui est importante dans le cas du piège
magnéto-optique (cf. encadré 2). Pour le miroir à atomes,
l’émission spontanée doit être au contraire réduite, ce qui
produisent un dipôle fluctuant. Ce dipôle atomique a une valeur moyenne
nulle, mais une valeur instantanée
différente de zéro. Bien que les fréquences typiques de fluctuation
soient très élevées (de l’ordre des fréquences optiques), le dipôle apparaît
figé à l’échelle du temps de propagation des champs entre l’atome et la
paroi lorsque la distance atome-paroi
est petite devant la longueur d’onde
optique. Ce dipôle fluctuant et son
dipôle image donnent encore lieu à
une force de van der Waals attractive.
Lorsque l’on considère des distances atome-paroi qui ne sont plus
e = 2 =R/~ 1 + R !.
Pour un faible contraste e de l’interférence, les surfaces
équipotentielles ont alors une équation de la forme :
z = z0 + e cos ~ 2 kx x !.
2j
− 1
Leur profondeur de modulation ej zek/2 p est donc
beaucoup plus petite que leur période p/kx zk/2 (cf. figure 3).
négligeables devant les longueurs
d’onde des transitions atomiques, le
calcul exact de la force d’interaction
devient un problème complexe
d’électrodynamique quantique. Il faut
alors prendre en compte des effets de
retard dus au temps de propagation
aller et retour de la lumière entre
l’atome et la surface. Il s’agit d’un
sujet ouvert, où peu d’expériences
précises ont pu être réalisées (cf.
Images de la Physique 1993).
Dans un miroir à atomes, on mesure la force attractive de van der
Waals en l’équilibrant par la force
dipolaire à une distance connue
entre l’atome et la paroi. Sur la figure 2, nous avons tracé l’énergie potentielle qui correspond aux deux forces en fonction de la distance z à
la paroi. Au potentiel dipolaire déjà
présenté sur la figure 1b, s’ajoute le
potentiel de van der Waals qui varie
en 1/z3. La somme des deux potentiels, en trait plein sur la figure 2,
présente un maximum pour une distance d’environ 50 nm. L’échantillon
d’atomes froids permet de sonder la
hauteur de cette barrière de potentiel.
Dans une expérience de chute
libre, l’énergie cinétique incidente
des atomes est déterminée par l’alti17
Encadré 2
LE PIÈGE MAGNÉTO-OPTIQUE : UN OUTIL DE BASE
Un aspect du progrès dans la manipulation des atomes par
laser est la possibilité de diminuer la vitesse moyenne d’un
échantillon d’atomes. Aujourd’hui on arrive couramment à des
vitesses de l’ordre de la vitesse de recul vR, vitesse qu’un
atome acquerrait si, initialement immobile, il absorbait ou
émettait un seul photon laser. Dans certaines situations, on
atteint même des vitesses inférieures à cette valeur (voir
Images de la physique 1990 et 1994 et l’article n° 1 de ce
numéro). Un autre enjeu important est l’augmentation de la
densité de l’échantillon d’atomes. Pour optimiser la densité
d’un nuage atomique, il ne suffıt pas de refroidir ; il faut aussi
créer une force de rappel qui piège les atomes dans un petit
volume. Plus la force de rappel est grande, et plus le nuage
d’atomes est froid, plus la densité dans le piège sera élevée.
Le piège magnéto-optique est un moyen de combiner
refroidissement et piégeage. La force qui agit dans le piège est
la pression de radiation, différente de la force dipolaire
responsable du rebond atomique (encadré 1). Elle se
comprend facilement en considérant la diffusion des photons
d’un faisceau laser par un atome. A chaque diffusion est
associé un changement de vitesse égal à la vitesse de recul vR
dans la direction de propagation du faisceau laser, plus un
changement de vitesse de module égal à vR dans une direction
aléatoire (la direction du photon diffusé). En moyenne l’atome
est poussé dans la direction du laser. Le taux de répétition de
ce processus est d’autant plus élevé que la longueur d’onde
du laser est proche d’une résonance atomique.
Le fonctionnement du piège magnéto-optique est schématisé
sur la figure ci-dessous, dans un cas simplifié à une
dimension. Imaginons un atome avec un état fondamental de
moment cinétique J = 0, et un état excité de J = 1. Grâce à
l’effet Zeeman, un champ magnétique inhomogène, créé par
exemple par deux bobines parcourues par des courants
opposés, déplace les sous-niveaux de l’état excité en fonction
tude initiale. On pourrait donc choisir d’augmenter cette hauteur jusqu’à
ce que les atomes ne rebondissent
plus. Dans la pratique, il est plus
18
de la position (figure a). On ajoute un laser de polarisation
−
circulaire r qui excite la transition vers m = − 1
(figure b) de fréquence inférieure à celle de la transition
atomique en champ nul. Plus l’atome se déplace vers la
droite, plus la fréquence de transition vers m = − 1
diminue et plus il absorbe la lumière de ce laser. Comme ce
laser se propage vers la gauche, la pression de radiation qu’il
exerce repousse l’atome vers le centre. De façon symétrique,
+
un deuxième laser de polarisation opposée r , et de sens de
propagation opposé, ramène vers le centre un atome qui s’est
déplacé vers la gauche. Ainsi on crée une force de rappel qui
amène toujours l’atome au voisinage du champ magnétique
nul.
A cela s’ajoute la force de friction qui est à l’origine du
refroidissement d’atomes, même en l’absence de champ
magnétique (mélasse optique). A cause de l’effet Doppler,
l’atome en mouvement voit le faisceau laser qui se propage en
sens inverse avec une fréquence plus élevée, donc plus proche
de sa résonance. La pression de radiation qui s’oppose à son
mouvement est la plus forte. Le résultat est un système qui
combine force de rappel et refroidissement par laser.
Ce schéma, remarquablement simple et robuste, fonctionne
également à trois dimensions (à condition d’utiliser trois
paires de faisceaux lasers), et pour des transitions atomiques
plus complexes que J = 0 → J = 1. C’est devenu l’outil de
base des laboratoires qui utilisent des atomes refroidis par
laser. Dans un tel piège, on atteint des températures de l’ordre
du microkelvin, et des densités atomiques d’environ 1011 cm-3.
C’est à partir de ce type de piège que plusieurs groupes ont
chargé un piège magnétique pour diminuer encore la
température et augmenter la densité en utilisant le
refroidissement évaporatif, jusqu’à la condensation de
Bose-Einstein.
simple de fixer la hauteur de chute et
de baisser l’intensité du laser, donc la
valeur du potentiel dipolaire,
jusqu’au seuil de réflexion des ato-
mes. On mesure ainsi la valeur du
maximum du potentiel total et,
puisqu’on connaît la valeur du potentiel dipolaire, on obtient une mesure
La saga des atomes froids
ple qu’en éclairant une surface
rugueuse avec un faisceau laser, on
observe des tavelures, variations
d’intensité dues à des phénomènes
d’interférence de la lumière diffusée.
On peut donc penser que de telles
tavelures devraient conduire à une
modification du potentiel dipolaire
sur lequel rebondissent les atomes et
donc à une modification de leurs trajectoires.
Figure 2 - Le potentiel total auquel sont soumis les atomes (trait plein) est la somme du potentiel dipolaire et du potentiel de van der Waals (en pointillé). Il est représenté en fonction de la distance au
prisme. L’unité d’énergie est \C où C/2 p = 6 MHz est la largeur naturelle de la transition atomique
utilisée du rubidium. Les valeurs correspondent aux conditions de notre expérience.
à une distance donnée (ici 50 nm environ) du potentiel de van der Waals.
Il est intéressant de noter qu’il existe
une zone de transition autour du seuil
de réflexion, car l’atome a la possibilité de passer à travers la barrière (effet tunnel) ou d’être réfléchi audessus de la barrière (réflexion
quantique). Dans notre expérience,
cette zone de transition n’a pas été
observée car sa largeur, quelques
centièmes de l’énergie cinétique incidente, est masquée par la dispersion
en énergie des atomes et les fluctuations d’intensité du laser.
Le seuil de réflexion observé est
en bon accord avec le modèle simple
de l’interaction de van der Waals
évoqué plus haut. En fait, pour la distance d’approche de 50 nm qui a été
explorée, les effets de retard ne sont
plus complètement négligeables : ils
conduisent à une diminution de la
force de van der Waals et donc à une
augmentation du seuil de réflexion de
10 % environ. On constate que le
seuil expérimental est en meilleur
accord avec la théorie lorsqu’on
prend en compte les effets de retard.
Dans l’avenir, en contrôlant encore
mieux les conditions d’approche des
atomes à la surface, on devrait améliorer la précision de ces mesures et
tester quantitativement la valeur de
ces termes correctifs.
MESURER DES RUGOSITÉS DE
SURFACE PAR LA DIFFRACTION
D’ATOMES
Nous venons de voir que la distance d’approche des atomes réfléchis sur le miroir n’est jamais inférieure à 50 nm à cause de
l’interaction de van der Waals. Nous
avons donc été surpris d’observer
qu’une variation très petite de cette
distance, due à un défaut de planéité
de la surface de l’ordre du nanomètre, modifiait de façon notable la trajectoire des atomes réfléchis. En fait,
la rugosité de la surface se traduit
non seulement par des variations de
la distance atome-surface, mais aussi
par une perturbation du champ lumineux de l’onde évanescente, par suite
de la diffusion d’une fraction de la
lumière incidente. On sait par exem-
Afin d’étudier la sensibilité à la rugosité de la surface, nous faisons rebondir les atomes sur une structure
régulière connue. Nous avons réalisé
un réseau de diffraction à atomes via
une modulation périodique de l’onde
évanescente. Pour cela le faisceau laser est partiellement réfléchi sur luimême, ce qui crée par interférence
avec l’onde aller une onde évanescente stationnaire. Il en résulte une
modulation spatiale du potentiel répulsif de forme sinusoïdale (figure 3).
La période de modulation est fixée, à
environ la moitié de la longueur
d’onde lumineuse, tandis que la profondeur des surfaces équipotentielles
est réglable via la fraction R d’intensité réfléchie (cf. encadré 1). Comme
il s’agit d’un effet d’interférence, la
profondeur de modulation est proportionnelle à l’amplitude du champ réfléchi. Pour de faibles valeurs de R,
la profondeur de modulation est une
fraction e de la longueur d’onde lumineuse, où e ≈ 2=R est le
contraste de l’interférence entre
l’onde incidente et l’onde réfléchie.
La photo de la figure 4 montre l’allure du nuage d’atomes (coupe horizontale par la sonde) après réflexion
sur la structure périodique du champ.
On voit bien le clivage du nuage
d’atomes caractéristique du phénomène de diffraction. Point remarquable, ce profil a été obtenu avec une
intensité réfléchie très faible, environ
− 4
10 de l’intensité incidente.
Pour comprendre une telle sensibilité, il faut remarquer que le paramètre important est la longueur d’onde
de de Broglie (kdB = h/Mv) de
l’onde atomique incidente, qui vaut
19
8 nm pour des atomes de rubidium
qui arrivent à 0,5 m/s sur la surface
du prisme. Pour que la diffraction
soit efficace, il suffit que la profondeur de modulation des surfaces
équipotentielles, qui jouent le rôle de
miroir atomique et qui produisent
donc la modulation des ondes atomiques réfléchies, soit de l’ordre de
cette longueur d’onde de de Broglie.
Celle-ci étant environ 100 fois plus
petite que la longueur d’onde lumineuse, il suffit d’un contraste e de
l’onde évanescente stationnaire de
1 %, ce qui correspond à une fraction
d’intensité réfléchie inférieure à
1/10 000.
Figure 3 - Réseau de diffraction à atomes. Une petite fraction de la lumière incidente est renvoyée vers
le prisme, créant une onde évanescente légèrement modulée. La profondeur de la modulation ek/2p
est beaucoup plus petite que sa période (cf. encadré 1). Une onde de de Broglie atomique subit une forte
diffraction si kdB /2p ≈ ek/2p. Puisque kdB = 8 nmzk/100, les atomes sont sensibles à de très faibles déformations de l’onde évanescente.
Figure 4 - Images en fausses couleurs des distributions de fluorescence détectées par la caméra pour
une réflexion atomique sur un miroir (partie gauche) ou sur un réseau de diffraction (partie droite). Audessus de chaque image est présenté le profil de la tranche centrale, montrant l’intensité détectée en
fonction de l’impulsion transverse de l’atome après le rebond, en unités de \kx . La fraction d’inten− 4
sité laser réfléchie pour obtenir cet effet de diffraction est de l’ordre de 10 . L’ordre 0 (réflexion spéculaire) est complètement supprimé (minimum de la fonction de Bessel d’ordre 0). Chaque pic correspond aux deux premiers ordres diffractés (en ± 2 \kx et ± 4 \kx) qui ne sont pas résolus.
20
Ces résultats débouchent sur la
possibilité d’analyser la rugosité de la
surface du prisme avec une sensibilité inférieure au nanomètre. En effet,
le cas d’une surface rugueuse peut
s’interpréter comme une multitude
d’interférences entre l’onde lumineuse incidente et les ondes diffusées
par les défauts de la surface. Ceci
crée des réseaux de diffraction
d’orientation et de périodes variables
qui conduisent donc non plus à des
ordres de diffraction bien distincts
mais à un élargissement global du
nuage d’atomes. L’analyse détaillée
de cet élargissement permet de caractériser quantitativement la rugosité de
la surface, en donnant accès à la
« densité spectrale de rugosité ».
Finalement, l’atome en train de
rebondir est une sorte de sonde de
champ proche, dont la résolution
dans la direction perpendiculaire à la
surface est de l’ordre de sa longueur
d’onde de de Broglie (ou plus exactement une fraction de kdB/2p). A la
différence des pointes « macroscopiques » des microscopes usuels de
champ proche, l’atome perturbe très
peu le champ analysé, ce qui constitue le grand intérêt de cette méthode.
Le revers de la médaille est qu’il faut
moyenner sur un grand nombre
d’atomes pour obtenir un signal utilisable, ce qui donne accès seulement
à des caractéristiques statistiques de
la surface.
La saga des atomes froids
QUELLES CONSÉQUENCES POUR
L’OPTIQUE ATOMIQUE ?
Le miroir à atomes est finalement
un objet plus complexe qu’il n’y paraissait a priori, et nous en connaissons maintenant de mieux en mieux
les caractéristiques. Nous savons que
la rugosité de la surface sur laquelle
l’onde évanescente est créée joue un
rôle crucial dans la qualité du miroir.
Plus généralement, il faudra éliminer
de façon drastique la lumière diffusée parasite, au niveau du millionième, si nous voulons réaliser une
réflexion spéculaire, qui préserve la
cohérence de l’onde atomique. Certaines des technologies nécessaires
existent déjà pour d’autres applications comme les gyromètres à laser
ou la détection d’ondes gravitationnelles. D’autres devront être développées et les atomes seront un test exigeant. Ce n’est qu’avec des
composants de qualité ultime qu’on
pourra réaliser les miroirs et les réseaux de diffraction atomiques cohérents utilisables dans des interféromètres ou des cavités Fabry-Perot
atomiques, voire dans un laser à atomes basé sur un condensat de BoseEinstein.
POUR EN SAVOIR PLUS
« Refroidissement d’atomes par laser »,
Images de la Physique 1990, p. 74.
« Un interféromètre atomique à effet
Stern-Gerlach longitudinal », Images de
la Physique 1993, p. 35.
« Attraction entre un atome et un miroir diélectrique », Images de la Physique 1993, p. 45.
« Cristallisation d’atomes sur un réseau
de lumière », Images de la Physique
1994, p. 88.
Landragin (A.), Courtois (J.Y.), Labeyrie (G.), Vansteenkiste (N.), Westbrook (C.), Aspect (A.), Phys. Rev.
Lett., 77, 1464 (1996).
Henkel (C.), Mølmer (K.), Kaiser
(R.), Vansteenkiste (N.), Westbrook
(C.), Aspect (A.), Phys. Rev. A55, 1160
(1997).
Landragin (A.), Horvath (G.), Cognet
(L.), Westbrook (N.), Westbrook (C.),
Aspect (A.), Europhys. Lett. 39, 485
(1997).
Article
proposé
par :
Nathalie
Westbrook,
tél.
01 69 35 87 94,
E.mail :[email protected], Chris Westbrook, tél. 01 69 35 87 09, Philippe Bouyer, tél. 01 69 35 87 98 et Alain Aspect, tél. 01 69 35 87 03. Ont contribué
aux travaux décrits dans cet article : Laurent Cognet, Jean-Yves Courtois, Carsten
Henkel, Gabriel Horvath, Robin Kaiser, Guillaume Labeyrie, Arnaud Landragin et
Klaus Molmer.
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