Les spectres d'absorption du rubidium et du caesium sont photographiés dans un champ électrique variant de 260 à 1 820 volts par centimètre. Le nombre des raies observables de la série principale diminue à mesure que le champ augmente et il apparaît, entre les raies principales des raies nouvelles appartenant aux transitions S—D et S—S, aussi bien sur le spectre de la composante σ que sur celui de la composante π. Nous observons un effet Stark quadratique pour les membres élevés de la série principale et un déplacement vers le côté des petites longueurs d'onde pour les raies interdites des combinaisons S—D et S—S .
Les spectres d'absorption du rubidium et du caesium sont photographiés dans un champ électrique variant de 260 à 1 820 volts par centimètre. Le nombre des raies observables de la série principale diminue à mesure que le champ augmente et il apparaît, entre les raies principales des raies nouvelles appartenant aux transitions S—D et S—S, aussi bien sur le spectre de la composante σ que sur celui de la composante π. Nous observons un effet Stark quadratique pour les membres élevés de la série principale et un déplacement vers le côté des petites longueurs d'onde pour les raies interdites des combinaisons S—D et S—S .
Les profils spectraux des raies D1 et D2 du Rb et les distributions radiales des cnsités des atomes de Rb pour une lampe sphérique avec Rb-Ar 267 Pa à 387 K, sont obtenus théoriquement. Les analyses montrent que le degré d'auto-absorption peut être déduit de la température de la paroi de la lampe, c'est-à-dire, par le nombre des atomes dans l'état fondamental près de la puroi, quand les distributions radiales des densités des atomes excités et ceux dans l'état fondamental sont connues. Il semble aussi que les lignes spectrales d'émission et d'absorption sont déplacées relativement l'une par rapport à l'autre même dans la lampe et ce déplacement est estimé être environ 1,2 mk pour la lampe mentionnée ci-dessus. On a supposé que les distributions radiales des densités des atomes excités et ceux dans l'état fondamental augmentent à partir du centre de la lampe vers la paroi de façon quadratique. Le nombre des atomes excités au centre de la lampe est estimé être moins de 1/10 de celui près de la paroi et une zone d'environ 100 μm près de la paroi est occupée à peu près exclusivement par des atomes dans l'état fondamental.
Les atomes de Rydberg couplés à des cavités supraconductrices sont des outils remarquables pour l’exploration des phénomènes quantiques élémentaires et des protocoles d’information quantique. Ces atomes «géants» ont des propriétés uniques. Ils sont soumis à une forte interaction dipôle-Dipôle, fonction de la distance interatomique, qui est responsable du mécanisme de blocage dipolaire : dans le régime de Van der Waals, l’énergie d’interaction croît comme n11, où n est le nombre quantique principal. Si on illumine un nuage atomique avec un laser d’excitation à la fréquence de la transition de Rydberg pour un atome isolé, on s’attend à exciter au plus un atome dans un volume de blocage de ⇠ 8(μm)3. Nous avons mis en place une expérience pour préparer un atome de Rydberg de façon déterministe. Elle utilise un petit nuage d’atomes de rubidium 87 dans l’état fondamental, piégés magnétiquement sur un puce à atomes supraconductrice à 4 K, et excités à l’aide de lasers vers les états de Rydberg. L’effet de blocage dipôlaire est sensible à l’élargissement spectral de la transition par des champs électriques parasites. Une fois unatome excité dans l’état cible 60S1/2↵, nous explorons les transitions atomiques étroites, de longueur d’onde millimétrique, entre états de Rydberg pour étudier ces champs parasites. La surface de notre puce étant couverte d’une pellicule d’or, nous observons comme d’autres groupes de recherche de forts gradients de champs électriques, dus au dépôt progressif d’atomes de rubidium à la surface de la puce. Nous contournons le problème, en déposant une couche de rubidium métallique sur la puce. Les gradients sont alors réduits d’un ordre de grandeur. Cette amélioration nous permet d’observer des temps de cohérence très élevés, de l’ordre de la milliseconde, pour des atomes de Rydberg au voisinage d’une puce supraconductrice.Sur le plan théorique, nous présentons un protocole simple pour la création rapide et efficace de superpositions quantiques de deux champs cohérents d’amplitudes classiques différentes dans une cavité. Il repose sur l’interaction de deux atomes à deux niveaux avec le champ dans la cavité. Leur détection avec une grande probabilité dans un état bien défini projette le champ dans une superposition mésoscopique d’états du champ. Nous montrons que ce protocole est nettement plus efficace que ceux utilisant un seul atome. Nous réalisons cette étude dans le contexte de l’électrodynamique en cavité (CQED), où les atomes à deux niveaux sont des atomes de Rydberg de grand temps de vie interagissant avec le champ d’une cavité micro-Ondes supraconductrice. Mais ce travail peut également s’appliquer au domaine en plein essor de l’électrodynamique quantique des circuits. Dans ces deux contextes, il peut conduire à d’intéressantes études expérimentales de la décohérence à la frontière quantique-Classique.
Ce travail de thèse porte sur la réalisation et la caractérisation d'un capteur RF basé sur des atomes de Rydberg utilisant la transparence induite électromagnétiquement (EIT) dans un système en échelle. Parmi les avantages d'un tel système, on peut citer le fait que le capteur devrait être autocalibré, que sa taille ne dépend pas de la longueur d'onde à détecter et qu'il perturbe peu le champ RF, tout en conservant une sensibilité très compétitive. Cependant, les états atomiques sont discrets, ce qui pose des problèmes de bande passante de détection. Pour pallier cet inconvénient, je propose un protocole de transfert de modulation, qui augmente la sensibilité aux champs RF désaccordés par rapport à la résonance de la transition de Rydberg. Le capteur RF est mis en œuvre en utilisant des atomes de Rubidium 85 en cellule, un faisceau sonde faible à 780 nm et un faisceau de couplage intense à 480 nm. Lorsque les deux faisceaux emplissent la condition de résonance à deux photons, le pic EIT apparaît dans le spectre de transmission de la sonde. Les champs RF en résonance avec une transition de Rydberg créent une paire d'états habillés de sorte que le pic EIT se divise en un doublet Autler-Townes (AT). L'amplitude du champ RF peut donc être déduite du dédoublement AT et des constantes fondamentales. Pour les champs RF désaccordés par rapport à la fréquence atomique, le doublet devient asymétrique et la sensibilité diminue très rapidement avec le protocole habituel. Je démontre dans cette thèse qu'une modulation de phase du faisceau de couplage induit une modulation d'amplitude de la sonde, ce qui permet d'améliorer la largeur de bande de détection autour de la fréquence atomique. Les résultats expérimentaux sont comparés aux simulations obtenues à partir d'un modèle semi-classique d'interaction atome-lumière et d'un développement de Floquet.
Notre equipe etudie le comportement collectif d'un gaz d'atomes en presence d'interactions de type dipole-dipole. Ces interactions apparaissent lorsqu'on illumine les atomes avec un laser de longueur d'onde quasi-resonant avec une transition atomique : les atomes se polarisent sous l'effet du champ laser, et les dipoles induits interagissent entre eux via le champ qu'ils rayonnent. Cette interaction est d'autant plus forte que les atomes sont proches les uns des autres, et peut perturber considerablement le comportement radiatif de l'ensemble atomique, voire empecher l'excitation de plusieurs atomes a la fois. Par exemple, pour deux atomes situes a une distance inferieure a la longueur d'onde divisee par deux pi, elle deplace les niveaux d'energie de plus que la largeur naturelle de la transition atomique, de sorte que le laser ne peut plus exciter qu'un seul des deux atomes. Un autre exemple est celui d'un nuage d'atomes dense, qui peut se comporter comme une cavite sans miroirs : le laser peut exciter certains modes de rayonnement particuliers, qui rayonnent chacun avec sa frequence et son taux de relaxation propres, differents de ceux d'un atome individuel. Certains de ces modes collectifs sont super-radiants (le nuage reemet l'excitation emmagasinee plus rapidement que ne le ferait un atome individuel), d'autres sont au contraire sub-radiants. Afin d'etudier ces phenomenes, notre equipe a construit une experience qui permet de pieger entre 1 et ~500 atomes froids de rubidium dans un piege laser de dimensions ~1µm^3. Nous excitons les atomes pres de la transition a 780 nm. La taille du nuage, de l'ordre de 100 nm, est proche de lambda sur deux pi. Enfin, l'elargissement Doppler des transitions atomiques est negligeable (atomes froids). La situation est donc quasi-ideale pour l'observation de modes de rayonnement collectifs. Nous avons recemment observe que les interactions induisent une reduction importante de la lumiere diffusee par le nuage. Cette reduction s'accompagne d'un elargissement de la transition atomique. L'analyse theorique des modes collectifs du nuage nous a montre que cette reduction est liee a l'excitation de modes super-radiants delocalises sur l'ensemble du nuage.
Etude des effets cohérents dans la vapeur de rubidium atomique sous irradiation laser bi-chromatique L’effet de la transparence induite électromagnétiquement est observée à l’aidede cellules nanométriques et de cellules micrométriques. La résonance EIT avec de bons paramètres (fort contraste et faible largeur du signal à mi-hauteur) est obtenue dans des cellules étroites. L' éclatement de la résonance EIT dans un champ magnétique est observé pour les raies D1 du 85Rb et 87Rb. Nous présentons un modèle théorique qui explique la dépendance du déplacement en fréquence des composantes de la résonance EIT en fonction de l’intensité du champ magnétique. Les résultats théoriques et expérimentaux sont comparés et démontrent un bon accord.Pour la première fois une résonance de type N est obtenue dans une micro-cellule. Nous obtenons de bons paramètres (fort contraste et faible largeur du signal à mi-hauteur) dela résonance N à l’aide d’une micro-cellule. Cela nous permet d’observer le comportement d’une résonance N dans un champ magnétique. L’éclatement de la résonance N dans unchamp magnétique est observé pour les raies D1 du 85Rb et 87Rb. Nous présentons les calculs théoriques qui expliquent la dépendance du déplacement en fréquence des composantes dela résonance N en fonction de l’intensité du champ magnétique. Les résultats théoriques et expérimentaux sont comparés et démontrent un bon accord. Le comportement de la résonance N en régime hyperfin Paschen-Back est présenté et expliqué. Enfin une comparaison des résonances EIT et N est faite
L’effet de la transparence induite électromagnétiquement est observée à l’aidede cellules nanométriques et de cellules micrométriques. La résonance EIT avec de bons paramètres (fort contraste et faible largeur du signal à mi-hauteur) est obtenue dans des cellules étroites. L' éclatement de la résonance EIT dans un champ magnétique est observé pour les raies D1 du 85Rb et 87Rb. Nous présentons un modèle théorique qui explique la dépendance du déplacement en fréquence des composantes de la résonance EIT en fonction de l’intensité du champ magnétique. Les résultats théoriques et expérimentaux sont comparés et démontrent un bon accord.Pour la première fois une résonance de type N est obtenue dans une micro-cellule. Nous obtenons de bons paramètres (fort contraste et faible largeur du signal à mi-hauteur) dela résonance N à l’aide d’une micro-cellule. Cela nous permet d’observer le comportement d’une résonance N dans un champ magnétique. L’éclatement de la résonance N dans unchamp magnétique est observé pour les raies D1 du 85Rb et 87Rb. Nous présentons les calculs théoriques qui expliquent la dépendance du déplacement en fréquence des composantes dela résonance N en fonction de l’intensité du champ magnétique. Les résultats théoriques et expérimentaux sont comparés et démontrent un bon accord. Le comportement de la résonance N en régime hyperfin Paschen-Back est présenté et expliqué. Enfin une comparaison des résonances EIT et N est faite