Caractéristiques physiques

La transition de l’hélium métastable considérée est celle entre 23S et 23P dont la longueur d’onde est de 1083 nm. Nous avons donc choisi un laser de 5 W à λEr=1547 nm

pour être sur le rouge de la transition et avoir une force dipolaire attractive. Le piège n’est constitué que d’un unique faisceau vertical pour des raisons de simplicité. Un piège croisé était envisageable en utilisant soit les deux hublots à±7◦ sur le sommet de l’enceinte à vide (Fig.2.9) soit un de ces hublots et un faisceau horizontal. La première solution a été abandonnée entre autres car le gain dans cette configuration par rapport à un faisceau unique ne contrebalance pas la difficulté d’aligner deux faisceaux sur les atomes et d’avoir un montage stable. La seconde possibilité est encore possible et sera mise en œuvre si l’on désire absolument éviter le régime à une dimension (§ 3.3.2).

Mise en place Nous utilisons donc le hublot central positionné à environ 1 m à l’aplomb du centre du piège magnétique. La taille utile de ce hublot de 3 cm et sa distance au nuage

106 Chapitre 3 - Piégeage optique de nuages ultra-froids d’hélium métastable atomique sont un inconvénient car ils limitent la taille du waist w0 du faisceau donnée

par : w(z) =w0 v u u t1+ zλ πw2₀ !2 (3.7) où w(z)est la demi-largeur à 1/e2du faisceau à la distance z. La taille minimale du waist est de l’ordre de w0,min '30 µm. A partir de cette valeur, on peut tracer l’allure du piège

sur l’axe vertical en tenant en compte de la gravité pour une puissance optique sur les atomes de 1 W pour deux waists différents (Fig.3.7).

-80 -60 -40 -20 0 20 P ot ent ie l opt ique ( ! K) 8 6 4 2 0 -2 -4 -6 Position verticale z (mm) Profondeur vendredi 1 octobre 2010

Figure 3.7 Potentiels créés par notre faisceau laser. Ces potentiels tiennent compte de la gravité qui rend les conditions de piégeage plus exigeantes. En rouge, potentiel pour un faisceau gaussien dirigé sur la verticale de waist w0=30 µm. La profondeur de

50 µK est donnée par cette lèvre. En bleu, le waist est maintenant de 50 µm. La lèvre a complètement disparu et le potentiel n’est plus piégeant.

Dans un piège dipolaire constitué d’un simple faisceau, le piège s’allonge dans la di- rection de propagation du faisceau lorsque le waist augmente tout simplement parce que la taille caractéristique du piège suivant cet axe est donnée par la longueur de Rayleigh zr =πw2₀/λ qui fait apparaître le carré du waist. Ceci va être défavorable dans notre cas

puisque cet axe coïncide avec la verticale. En effet, la lèvre formée par la gravité pour les valeurs de z positives, c’est-à-dire sous le point focal, va s’effondrer beaucoup plus rapidement si on ne fait pas l’alignement soigneusement pour avoir le waist le plus petit possible. La figure 3.7représente l’allure du piège pour un waist de 50 µm (en bleu). La comparaison avec un piège dont le waist est 30 µm (en rouge) montre que l’effet est effectivement dramatique. Nous verrons par la suite que nous avons mesuré un waist de 43 µm qui nous donne une profondeur d’environ 15 µK suffisante pour piéger un condensat.

Biais magnétique Nous verrons au chapitre4 qu’un ensemble d’atomes d’hélium mé- tastable ne peut être stable que si les atomes sont soit tous dans les sous-niveaux magné- tiques m=1, soit tous dans m=−1. Cette condition est remplie automatiquement dans

3.2 Piège dipolaire 107 un piège magnétique où les atomes qui ne sont pas dans le bon sous-niveau sont éjectés. Lors du transfert entre les deux pièges (voir la figure3.11qui illustre la séquence expé- rimentale), nous gardons le même axe de quantification en créant un champ magnétique constant de 4 G à l’aide de bobines externes positionnées en configuration Helmholtz. La valeur assez élevée de ce champ magnétique est un avantage dans le cas d’un trans- fert Raman où les désaccord Zeeman vont défavoriser les transitions non voulues qui pourraient néanmoins arriver à cause de défauts de polarisation.

Réaction des galettes à micro-canaux au faisceau Un autre inconvénient vient du fait que le faisceau est dirigé sur les galettes à micro-canaux. L’absence de faisceau à la sortie de l’enceinte rend, a priori, les premiers alignements plus hasardeux puisque nous ne pouvons pas repérer sa position expérimentalement. Cela nous empêche également de monitorer ou de recycler facilement le faisceau. Par ailleurs, la réaction de notre détecteur à un faisceau de plus d’un watt était encore une question ouverte, en partie due au fait que notre détecteur est sous vide et ces composants doivent être électriquement isolés. Ceci rend difficile l’évacuation de l’énergie absorbée. Enfin, une de nos dernières craintes était que les galettes à micro-canaux soient très réfléchissantes et que le faisceau retour vienne interférer avec l’aller pour former un réseau optique. Tous ces problèmes ont trouvés leur solutions à travers l’expérimentation.

En effet, en pratique, nous n’avons vu aucune manifestation indiquant la présence d’interférence du faisceau piège. Celui-ci, alors divergent et large, au niveau du détec- teur, doit très certainement être diffusé dans toute l’enceinte et peu de photons viennent interférer au niveau des atomes. Cependant, malgré sa taille, le faisceau a un effet sur le détecteur que l’on pense être d’origine thermique. En le laissant allumé plusieurs di- zaines de secondes, on peut effectivement faire l’image de son empreinte (ce qui a permis tout compte fait de l’aligner grossièrement).

Ce qui est plus intéressant encore est la détectivité des photons des lampes de la salle qui semble avoir été augmentée à l’endroit où le faisceau a chauffé les galettes. Après un réel chauffage du détecteur par le faisceau (de plusieurs dizaines de secondes), le bruit d’obscurité mesuré pendant une dizaine de secondes avec la lumière de la pièce allumée fait apparaître l’empreinte du faisceau tandis que la même expérience lumière éteinte montre un bruit homogène sur l’ensemble du détecteur comme le montre les figures 3.8. Pour l’instant, nous ne savons pas si les mois d’illumination du laser à cet endroit ont modifié le traitement de la galette supérieure qui s’active alors plus facilement ou si cet effet n’est simplement que le simple résultat du chauffage. Néanmoins, le faisceau étant habituellement allumé une poignée de secondes toutes les minutes à une puissance globalement faible, nous nous sommes assurés qu’il n’y avait aucun excès de bruit localisé qui polluait nos données expérimentales.

Pour finir, le hublot d’entrée du faisceau piège est non seulement loin des atomes mais il est aussi très haut (à plus de 2m du sol). Nous avons choisi d’accrocher toute la partie optique à la grille technique au dessus de l’enceinte (photographie3.9). Ceci nous a paru beaucoup plus stable que de construire un édifice de plusieurs mètres de haut. L’énorme avantage est de découpler totalement le condensat de l’enceinte et d’éviter ainsi les vibrations des pompes turbo-moléculaires.

108 Chapitre 3 - Piégeage optique de nuages ultra-froids d’hélium métastable

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Figure 3.8 Trace fantôme du faisceau piège après une exposition de plusieurs dizaines de secondes. Le faisceau est éteint lors de l’acquisition mais la zone où il était pointé semble plus sensible à la lumière ambiante qui atteint le détecteur en passant par les hublots supérieurs. La taille du faisceau laser sur le détecteur est de 3 cm, deux fois plus large que la tâche que l’on observe.