1.5 Conclusion
2.1.3. a Réalisation et calibration des bobines supraconductrices 87
Les bobines sont constituées d’un enroulement de fil Niomax de diamètre 300 µm composé d’un cœur supraconducteur de Nb-Ti entouré d’une gaine de cuivre (assurant la conduction au cas où le cœur ne serait plus supraconducteur) et d’une fine couche de vernis isolante mais très fragile. Le point le plus délicat dans la réalisation des bobines, hormis les précautions à prendre pour ne pas casser le fil et l’optimisation du nombre
de tours, était d’empêcher les court-circuits à la masse. Le vernis externe du fil peut en effet se détacher très aisément lorsque ce dernier gratte sur la structure de la bobine lors de l’enroulement. Nous avons ainsi déposé préalablement une pellicule de colle Stycast sur l’armature de la bobine pour isoler les fils de la masse au risque de perdre un peu du précieux volume dont nous avions besoin pour obtenir un grand nombre de tours. Nous sommes finalement parvenus à 152 tours pour les bobines Z, 150 pour les bobines X, 149 tours pour la bobine Y et 19 pour la petite bobine créant le champ quadrupolaire. Pour être sûr que l’ensemble des enroulements est bien thermalisé à 4,2 K (indispensable pour être dans la phase supraconductrice) nous noyons les fils dans de la colle Stycast bonne conductrice thermique. Plusieurs cyclages thermiques dans l’azote liquide sont nécessaires pour s’assurer que les contractions thermiques ne cassent pas les fils.
Nous ne pouvons pas faire passer un courant important dans les bobines à tempéra-ture ambiante de peur d’endommager le fil conducteur (quelques 100mA tout au plus). La mesure directe du champ magnétique créé par chaque jeu de bobines parcourues par un courant à l’aide d’une sonde magnétique est très imprécise. Nous avons calibré cette réponse avec les atomes in situ. Une fois les atomes piégés au niveau de la puce, nous les relâchons en éteignant les lasers et les courants dans les bobines sauf pour le jeu de bobines en position quasi-Helmholtz (branchées en série) que nous souhai-tons étudier. Après un temps de vol de 1 ms, suffisamment long pour être sûr que les champs magnétiques indésirables sont bien éteints, nous mesurons l’absorption d’un laser de polarisation linéaire orthogonale à l’axe du champ magnétique considéré et de fréquence ajustable autour de la transition |F = 2i du niveau 5S1/2 vers |F0 = 3i du niveau 5P3
2 (voir paragraphe 2.2.1). La figure 2.9 présente l’absorption atomique obte-nue en fonction de la fréquence du laser lorsque les bobines Z sont parcourues par un courant de 1,8 A. Le champ magnétique créé par les bobines lève la dégénérescence des sous-niveaux Zeeman des niveaux mF de |F = 2i et des niveaux mF0 de |F0 = 3i. La polarisation linéaire du laser peut être vue comme la contribution égale de deux polari-sations circulaires opposées σ+ et σ− selon l’axe du champ magnétique. L’absorption préférentielle d’une des deux polarisations dépend alors de la fréquence du laser : le pic de désaccord négatif est dû à l’absorption de la polarisation σ− (correspondant à la transition cyclante mF = 2 vers mF0 = −3) tandis que celui de désaccord positif est dû à la polarisation σ+ (correspondant à la transition cyclante mF = 2 vers mF0 = 3). Les autres sous-niveaux Zeeman n’interviennent pas puisqu’après l’absorption de quelques photons les atomes sont pompés dans l’état mF = 2 (pour la polarisation σ+) ou dans l’état mF = −2 (pour la polarisation σ−). Nous ajustons le signal mesuré en fonction de la fréquence par une double lorentzienne, chacune correspondant à un pic d’absorption naturelle du laser par l’atome (voir figure2.9).
La différence de fréquence entre les deux niveaux en présence du champ magnétique est égale à :
∆ν = mF0gF0µBB − mFgFµBB
h (2.2)
départ et d’arrivée respectivement, gF (resp. gF0) est le facteur de Landé du niveau hyperfin F (resp. F’) et µB le magnéton de Bohr.
Fig. 2.9 : Spectre d’absorption Zeeman en fonction du désaccord de la sonde
par rapport à la transition |F = 2i → |F0 = 3i de la raie D2 en champ nul. Une
intensité de 1,8 A parcourt les deux bobines Z montées en série. La polarisation de la sonde est linéaire perpendiculaire à l’axe z. La différence de fréquence entre les deux pics nous permet de déduire la valeur du champ magnétique Bz = 1, 93 G
correspondant à 1,80 A.
Connaissant ∆ν, on déduit sans problème le champ magnétique B présent au niveau des atomes. Pour soustraire l’éventuelle contribution due à un champ résiduel extérieur nous inversons la polarisation des bobines et effectuons la même mesure. Nous obtenons ainsi la calibration suivante de chaque jeu de bobines en position quasi-Helmholtz :
Bobines x :14, 3 G/A Bobine y :27, 9 G/A Bobines z :3, 48 G/A
2.1.3.b Fils d’alimentation des bobines et de la puce
Les fils d’alimentation des bobines passent dans le réservoir d’Hélium 4, à travers la plaque de fond du cryostat et parviennent aux bobines. Chaque étape nécessite une explication particulière à cause des conditions cryogéniques imposées par notre expérience. Ces fils Niomax, les mêmes que ceux utilisés pour les bobines, ont une température critique autour de 15 K. La partie de ces fils située dans le haut du cryostat n’est plus thermalisée que par les vapeurs d’Hélium 4. Le passage d’un courant de
plusieurs ampères peut donc facilement faire transiter ces portions de fil et la conduction est alors principalement assurée par la gaine en cuivre. Ceci peut s’avérer critique lorsque nous avons besoin de passer un courant de 10A pour comprimer notre piège magnétique. Suite à l’important échauffement local du fil, les soudures de ce fil sur les connecteurs situés dans le haut du cryostat peuvent fondre quand ce n’est pas le fil lui-même qui est endommagé. Nous avons alors doublé chaque fil critique descendant dans le cryostat pour diviser par deux le courant dans chaque fil.
Fig. 2.10 : Thermalisation des fils d’alimentation des bobines.
Dans le bas du réservoir d’Hélium, le problème de la thermalisation ne se pose plus, le fil baigne dans l’Hélium liquide. Le courant doit par contre traverser le fond du bassin d’Hélium puis passer dans le vide. Nous avons choisi d’assurer la transition avec des pinoches de cuivre de diamètre 1,5 mm noyées dans une épaisse couche de colle
Stycast comme montré sur la figure2.10. La dissipation par effet Joule dans cette partie résistive du circuit est négligeable devant la puissance du refroidissement cryogénique. Les fils Niomax sont soudés de part et d’autre des pinoches (soudures étain-plomb classiques qui ont l’agréable propriété d’être supraconductrices à 4K). Un petit tube de cuivre vient entourer la soudure du côté du vide pour thermaliser l’ensemble et s’assurer que le tout est supraconducteur. La colle Stycast est suffisamment imperméable pour éviter des fuites d’Hélium du bassin vers le vide de la zone expérimentale.
Les fils Niomax venant des bobines et soudés sur les connecteurs précédemment décrits ne sont malheureusement thermalisés qu’au niveau du fond du bassin d’Hélium 4 et au niveau des bobines. Une grande portion située dans le vide entre les deux ne bénéficie pas d’un refroidissement efficace même avec la conduction de la gaine en cuivre (léger avantage par rapport aux fils Niomax avec une gaine en cuivre-nickel). Par ailleurs le vernis isolant les fils étant très fragile nous les avons entourés d’une gaine en tissu de type « gaine de pêcheur » qui, se thermalisant très mal, gênait également
le refroidissement des fils par rayonnement thermique. Nous avons alors enveloppé chaque fil dans une gaine métallique en tresse de masse elle-même thermalisée par l’intermédiaire de fils de cuivre fixés au bâti (figure 2.10). La gaine de pêcheur et le fil Niomax ont ainsi pu être thermalisés sans problème et l’ensemble des fils est supraconducteur.