Reflets de la Physique n°59 sep/oct/nov 2018
Reflets de la Physique n°59 sep/oct/nov 2018
  • Prix facial : gratuit

  • Parution : n°59 de sep/oct/nov 2018

  • Périodicité : bimestriel

  • Editeur : Société Française de Physique

  • Format : (210 x 297) mm

  • Nombre de pages : 48

  • Taille du fichier PDF : 6 Mo

  • Dans ce numéro : des gouttes qui s'éclatent.

  • Prix de vente (PDF) : gratuit

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position des atomes Principe de l’expérience de mesure de la vitesse de recul Notre interféromètre atomique utilise la technique de Ramsey, développée à l’origine dans le domaine des radiofréquences, et qui permet d’obtenir une très grande sensibilité. Une première impulsion Raman entre deux niveaux hyperfins différents de l’atome de rubidium (flèches rouges et bleues sur la figure E2a) sépare le nuage d’atomes froids en deux paquets d’ondes atomiques de vitesses différentes. Elle est suivie d’une deuxième impulsion après laquelle les deux paquets ont même vitesse mais sont distants l’un de l’autre. À la sortie de l’interféromètre, une deuxième paire d’impulsions Raman est appliquée qui superpose à nouveau spatialement les deux paquets d’onde en refermant donc l’interféromètre à atomes. Entre les deux paires d’impulsions, c’est-à-dire pendant son trajet dans l’interféromètre, chaque paquet est accéléré. Cette accélération est effectuée par une série de transitions Raman représentées par des flèches orange, transférant chacune deux fois la vitesse de recul υ r aux atomes. Les deux sorties de l’interféromètre correspondent aux deux états internes de l’atome (F = 1 et F = 2). On mesure la proportion relative d’atomes dans un état en fonction de la différence de fréquence d sel – d mes entre les impulsions utilisées pour la sélection et celles utilisées pour la mesure. Lorsque cette différence de fréquence compense l’effet Doppler induit par l’accélération, la différence de phase entre les deux chemins est nulle et on observe la frange centrale (fig. E2c). 8 Reflets de la Physique n°59 dynamique quantique, fait intervenir un développement en puissances de a. La somme des termes en a 5 a été calculée pour la première fois en 2012  : elle fait intervenir pas moins de 12672 intégrales et contribue à hauteur d’environ 10 -9 à l’anomalie ae. À ce niveau, elle est comparable à d’autres corrections qui ne sont pas d’origine électronique  : celle due aux forces électrofaibles, ainsi que les corrections radiatives liées aux autres leptons (principalement les muons) et aux hadrons. Afin de pouvoir tester la valeur prédite de a e avec une précision donnée, il est nécessaire de connaître la valeur de la constante de structure fine α avec cette même précision. Une bonne méthode pour déterminer directement α consiste à s’appuyer sur la relation (1) de la page 4. Comme c a une valeur fixée et que R ∞ est connue expérimentalement avec une incertitude inférieure à 10 -11, la mesure de a peut se ramener à celle du rapport entre la constante de Planck h et la masse de l’électron me. Transitions Raman stimulées Interféromètre atomique La méthode utilisée par notre équipe Sélection 5P 3/2 5P 3/2 pour mesurer le rapport h/m e consiste à Accélération mesurer la vitesse de recul d’un atome de rubidium lorsqu’il absorbe un photon se F=2 propageant dans une direction donnée. En Mesure F=1 5S 5S 1/2 raison 1/2 F=1 Transitions Raman stimulées Interféromètre atomique de la conservation de l’impulsion Sélection et mesure Accélération totale dans le processus d’absorption, cette Sélection 5P 3/2 5P 3/2 vitesse de recul vaut  : υ r = hn/mc où n est Accélération la fréquence du photon et m la masse de l’atome de rubidium. Pour un photon dans 10 ms Détection F=2 le proche infrarouge, elle vaut environ et analyse de franges Mesure F=1 5S 5S 1/2 1/2 6 mm/s. F=1 On déduit de cette mesure le temps 0,40 Sélection et mesure Accélération rapport h/m. Sachant que les méthodes de comparaison de masses dans des pièges o a 0,30 cyclotrons permettent de connaître les rapports 0,20 de masses atomiques et le rapport 10 ms Transitions Raman stimulées Détection me/m avec une précision meilleure que et analyse de franges 10 -10 100 Hz 0,10, on comprend que cette méthode temps 5P 3/2 5P 3/2 0,40 donne accès à δ sel une − δdétermination mes de a avec q ‘,. un niveau de précision de l’ordre de 10 -10. 0,30 S) j.> ce, e)f, (1, 0 e", ? - J) Le principe de la mesure de la vitesse de F=2 çi,C,% il F=1 5S 0,20 4à 5S 1/2 é ‘,) il 1/2 F=1 recul, décrit dans l’encadré 3, est le suivant  : on transfère à un nuage d’atomes de 100 Hz Sélection et mesure Accélération 0,10 δ rubidium, refroidi par laser à quelques sel − δ mes microkelvins, un grand nombre de fois la b c vitesse de recul υ r et on mesure le changement de vitesse subi par les atomes. Pour Détection E2. Mesure par et interférométrie analyse de franges atomique de la vitesse de recul d’atomes de rubidium soumis réaliser ces deux tâches, on utilise un outil à des impulsions 0,40 Raman.commun  : les transitions Raman dans lesquelles l’atome absorbe et émet simultané­ (a) Déplacement des deux paquets d’ondes en fonction du temps. (b) Transitions Raman stimulées. 0,30 ment un photon, à partir d’un des deux (c) Observation de la frange centrale. niveaux hyperfins (F = 1 et F = 2) de son proportion d’atomes dans F = 1 0,20 0,10 position des atomes 100 Hz δ sel − δ mes proportion d’atomes dans F = 1 encadré 3 proportion d’atomes dans F = 1 » >
état fondamental. Si les faisceaux lasers utilisés sont contrapropageants, ce qui est le cas dans notre expérience, les deux vitesses de recul transmises aux atomes par la transition Raman s’ajoutent (absorption d’un photon d’une direction et émission stimulée d’un photon dans l’autre direction). Contrairement aux transitions à deux photons vues dans la partie précédente où les deux photons étaient absorbés et où les effets Doppler se compensaient, les effets Doppler s’ajoutent ici et la transition est donc sélective en vitesse. Pour transférer un grand nombre de reculs, nous utilisons des transitions Raman qui laissent les atomes dans le même état interne. Pour induire successivement plusieurs transitions, il est nécessaire de corriger la fréquence des lasers de façon à maintenir les atomes à résonance en compensant l’effet Doppler dû au recul. Cela se fait en balayant linéairement la différence de fréquence entre les deux lasers, de sorte que les deux faisceaux forment un réseau optique uniformément accéléré qui entraîne les atomes. Avec notre enceinte à vide et nos lasers, nous pouvons réaliser sur un nuage atomique un grand nombre de transitions (absorption + émission), et transférer aux atomes jusqu’à 1000 fois la vitesse de recul υr. Pour sélectionner et mesurer la vitesse des atomes, on utilise des transitions Raman contrapropageantes qui changent l’état interne des atomes (encadré 3). En les faisant intervenir lors d’une séquence temporelle bien choisie, on réalise un dispositif d’interférométrie atomique avec deux paquets d’onde associés aux atomes froids [8]. Ce dispositif permet de mesurer un changement de vitesse atomique avec une résolution inversement proportionnelle à la distance entre les deux paquets dans l’interféromètre. Nous sommes capables dans notre expérience d’obtenir une séparation de 120 mm en 10 ms, ce qui permet d’observer des franges de largeur 100 Hz (fig. E2c), correspondant à une résolution en vitesse de 40 mm/s. Compte tenu du rapport signal-à-bruit et en moyennant un grand nombre de mesures, on peut atteindre une sensibilité de l’ordre de 10 -9 sur le rapport h/me. Avec cette méthode, nous avons, en 2010, déterminé a avec une incertitude inférieure à 7 x 10 -10 [9]. La valeur de l’anomalie a e peut en être déduite et le résultat obtenu comparé à celui du groupe d’Harvard (fig. 2). L’accord entre les deux résultats est I.'satisfaisant à condition de tenir compte non seulement des termes électroniques dans le calcul des corrections radiatives, mais aussi des corrections muoniques, dont l’ordre de grandeur est de 10 -9. On voit donc que la comparaison de ces résultats, obtenus par des méthodes expérimentales totalement différentes, permet non seulement de tester les calculs d’électro dynamique quantique, mais aussi de mettre en évidence pour la première fois la nécessité de tenir compte des corrections muoniques dans ces calculs. Conclusion a e (h/m Rb) (LKB 2010) Nous avons donné ici deux exemples de mesures menées au sein de notre équipe sur des systèmes atomiques simples. Dans les deux cas, il s’agit de mesures de fréquences optiques  : mesures absolues dans le cas de la spectroscopie de l’atome d’hydrogène ; mesures relatives, c’est-à-dire décalage de fréquence dû à l’effet Doppler, dans celui de l’effet de recul de l’atome de rubidium. Nos résultats permettent de tester les prédictions de l’électrodynamique quantique sur les corrections radiatives qui affectent les propriétés soit d’un électron au sein d’un atome, soit d’un électron libre pour ce qui concerne son moment magnétique. Il est remarquable de constater que ces expériences réalisées dans un domaine d’énergie faible, de l’ordre de l’électron-volt, sont suffisamment précises pour tester, en dehors des grands équipements, des effets de la physique des hautes énergies, comme la structure du proton ou les corrections radiatives jusqu’à leurs contributions muoniques. ❚ a e (Harvard 2008) a e (h/m Rb) (LKB 2010) calculé avec les seules contributions électroniques Images de la physique 176 178 180 182 184 186 2. Comparaison des valeurs de a e obtenues expérimentalement par le groupe de Harvard, ou déduites de notre détermination de a par le calcul des corrections radiatives. On a porté en abscisse les trois derniers chiffres de ae, notés xxx dans l’expression a e = 0, 001 159 652 xxx. L’accord entre les résultats des deux groupes n’est satisfaisant (à moins de 2σ) que si l’on tient compte des corrections muoniques dans le calcul. Références 1 J.-C. Pain, « Willis Eugene Lamb(1913-2008), la passion de la précision », Reflets de la Physique, 36 (2013) 27-29. 2 A. Amy-Klein, « Des lasers à impulsions femtosecondes pour mesurer les fréquences », Reflets de la Physique, 21 (2010) 42-45. 3C.G. Parthey et al., «Improved measurement of the hydrogen 1S-2S transition frequency», Phys. Rev. Lett. 107 (2011) 203001. 4 O. Arnoult, F. Nez,L. Julien et F. Biraben, «Optical frequency measurement of the 1S-3S two-photon transition in hydrogen», Eur. Phys. J. D60 (2010) 243. 5 A. Antognini et al., «Proton structure from the measurement of 2S-2P transition frequencies of muonic hydrogen», Science 339 (2013) 417. 6 H. Fleurbaey et al., «New measurement of the 1S-3S transition frequency of hydrogen : contribution to the proton charge radius puzzle», Phys. Rev. Lett., 120 (2018) 183001. 7 D. Hanneke et al., «New measurement of the electron magnetic moment and the fine structure constant», Phys. Rev. Lett. 100 (2008) 120801. 8 A. Landragin et F. Pereira dos Santos, « Le laser  : un outil de choix pour l’interférométrie atomique », Reflets de la physique 21 (2010) 53-57. 9 R. Bouchendira et al., «New détermination of the fine structure constant and test of the quantum electrodynamics», Phys. Rev. Lett. 106 (2011) 080801. Reflets de la Physique n°59 9



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