. Les-longueurs-d, une part et d'environ 5100 A d'autre part, la photoionisation produit des électrons relativement énergétiques.L'énergie de liaison d'un niveau de Rydberg n'est en effet, en unités de fréquence, que de quelques Terahertz. La photoionisation est donc relativement peu probable. Nous avons vu de plus, dans le paragraphe précédent, que le nombre de charges libres créées au moment de l'impulsion laser est extrêmement faible (1% environ du nombre d'atomes de Rydberg) Le processus (V-41) est donc négligeable en première approximation. Les sections efficaces des collisions atome de Rydberg-atome dans un état profond sont typiquement dix fois plus faibles au moins que celles des collisions entre atomes de Rydberg, un milieu tel que celui que nous étudions, où le nombre total d'atomes de Rydberg est voisin du nombre d'atomes dans l'état fondamental ou dans l'état 6p (les lasers sont presque saturants), les collisions décrites par (V-42) et (V-43) ont donc une contribution négligeable

. Ment-claire, Les deux premières lignes représentent l'effet de processus où le système "atome + champ" perd de l'énergie qui est récupérée par le réservoir . La première ligne décrit la perte de population de la multiplicité n vers la multiplicité n-1, alors que la seconde décrit la repopulation de la multiplicité n par cascade depuis la multiplicité n+1. Ces transferts incluent l'émission spontanée et les transferts induits par le rayonnement thermique

. Ce, approximation (A3-17), donne : avec En remplaçant 03C0 g0 par cette valeur dans l'équation (A3-13), nous obtenons une équation ne portant que sur la population de la première multiplicité

. Si and . Donc, on peut faire une nouvelle approximation séculaire en négligeant le couplage entre cohérences adjacentes. Nous verrons plus loin la signification précise de la condition (A3-24) On obtient donc finalement

. La-première-ligne-décrit-la-précession-libre-de-la-cohérence, La seconde en revanche décrit la destruction de celle-ci sous l'influence des transferts d'origine spontanée ou thermique, à partir de -ou vers-la multiplicité con- sidérée

. Cependant, excellent accord entre les prédictions de cette équation et les Le problème de l'analyse des performances d'un détecteur à états de Rydberg pour un champ cohérent est un peu plus complexe et nous allons l'aborder plus longuement

. Détectivité, pour un champ cohérent, d'un échantillon d'états de Rydberg dans une expérience d'absorption

. Les-Équations-d, évolution étant alors linéaires, les effets sur le vecteur de Bloch de l'absorption du rayonnement thermique et du champ cohérent provenant de la source s'ajoutent simplement

. Le-mouvement-dû-au-champ, cohérent est décrit par l'équation de Bloch-Maxwell linéarisée qui s'écrit, dans le régime surcritique : avec 03B8' = 03C0 -03B8 (voir § IV

E. Est-relié-À-n-o-par, On peut aussi le relier au nombre de photons incidents sur la L'intérêt de la cavité est donc de permettre la réalisation d'un milieu optiquement dense avec un faible nombre d'atomes : en termes imagés, un photon "passe f fois dans l'échantillon

. Détection-d-'un-champ-cohérent and . Au, moyen de masers à états de Rydberg L'application d'un petit champ cohérent dans la cavité modifie aussi la dynamique de l'émission superradiante. Si le champ micro-onde injecté est relativement faible, il ne joue de rôle important

. Il-est-alors-utile-de-définir-le, 03B2 par : qui se trouve être égal, dans le régime surcritique, à : c'est-à-dire à la racine carrée du rapport du nombre de photons incidents pendant le temps caractéristique T R de l'émission maser au nombre de photons thermiques "et spontanés" dans la cavité. Les caractéristiques de l'émission seront d'autant plus modifiées que le facteur 03B2 est plus grand. Ces modifications portent sur plusieurs aspects de l'évolution : * Modification du délai La taille moyenne de 03B8(0) est : Figure 45 : Propriétés statistiques de l'évolution d'un maser déclenché par un faible champ micro-onde cohérent, Les histogrammes sont obtenus dans les mêmes conditions que ceux de la Figure 22. REFERENCES (1) W. WOLLASTON Phil. Trans. Roy. Soc. 2, p.365, 1802.

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