Pour le moment, aucune pr´ecaution particuli`ere n’a ´et´e apport´ee au transfert des atomes du pi`ege magn´etique `a la pince : le laser est maintenu allum´e tout au long de la s´equence exp´erimentale (´etant donn´e son d´esaccord et sa faible profondeur, il ne perturbe pas les ´etapes ant´erieures de refroidissement laser, de pi´egeage magn´etique et dans une moindre mesure d’´evaporation radio-fr´equence) et les champs magn´etiques du pi`ege magn´etique sont coup´es brutalement en fin de s´equence de sorte `a ne garder que le pi`ege optique et les atomes qui s’y sont accumul´es.
Nous proc´edons ici `a une toute premi`ere caract´erisation des atomes pi´eg´es dans la pince. Des r´esultats plus approfondis seront donn´es dans le prochain ma-nuscrit de th`ese concernant l’exp´erience.
Fr´equences d’oscillation
Un d´efaut dans la superposition des centres du pi`ege magn´etique et du pi`ege dipolaire optique selon la direction lˆache de ce dernier permet l’observation d’os-cillations du nuage dans la pince apr`es la coupure des champs magn´etiques. Ces
0 1000 2000 3000 4000 5
0 5 10 15 20
Nombre d'atomes (u. arb.) µm
0 100 200 300 400
0 0.1 0.2 0.3 0.4
Nombre d'atomes (u. arb.) µm
Fig.5.9 –Image en absorption des atomes dans la pince et ajustement des profils de densit´e `a une dimension. Le profil de densit´e en fonction de y est donn´e en int´egrant la densit´e selon z et r´eciproquement. Rappelons que l’axe du syst`eme d’imagerie ´etant selon x, la densit´e observ´ee dans une image par absorption est une densit´e d´ej`a int´egr´ee selon cet axe.
oscillations nous permettent d’appr´ecier la fr´equence axiale de la pince, celle-ci est de 2Hz. Cette fr´equence est plus faible que la fr´equence attendue de 3 Hz, ce qui provient de la non-horizontalit´e de la pince. Une mesure de l’angle entre la pince et l’horizontale donne en effet θhor = 1◦. Ce d´esalignement r´eduit la profondeur du pi`ege `a une valeur estim´ee de 13 µK8.
Nombre d’atomes et temp´erature
La plus petite temp´erature de nuage que l’on peut pi´eger dans la pince est de l’ordre de 1 µK. Cette limitation provient du fait que l’´evaporation radio-fr´equence est entrav´ee en fin de rampe par la pr´esence de la pince. Ce point sera discut´e dans la section 5.4.2. Typiquement, on dispose de quelques 106 atomes `a
8Nous ne disposions pas d’un acc`es optique suffisant pour rectifier ce d´esalignement au moment des mesures mais des modifications du dispositif exp´erimental ont ´et´e effectu´ees pour permettre de le rectifier.
1 µK et on parvient `a en conserver une fraction de l’ordre de 25 %. Le nombre d’atomes pi´eg´es dans la pince et leur temp´erature sont d´etermin´es de la mˆeme
fa-¸con que pour un nuage pi´eg´e magn´etiquement, c’est-`a-dire `a l’aide d’une imagerie par absorption (voir sections 4.4.1 et 4.4.2).
La figure (5.9) illustre le nuage d’atomes pi´eg´es dans la pince. Cette image a
´et´e prise apr`es que les atomes sont rest´es 500 ms confin´es dans la pince et apr`es un temps de vol de 1 ms. Les tailles rms radiale et axiale apr`es ce temps de vol valent respectivement 23 µm et 758 µm.
De mˆeme que pour le pi`ege magn´etique, au-dessus de la temp´erature de transition de Bose-Einstein, il n’est pas n´ecessaire d’effectuer des temps de vol pour connaˆıtre la temp´erature du nuage d’atomes. Une seule prise d’images suf-fit puisque l’on connaˆıt la forme du potentiel `a ins´erer dans la distribution de Boltzmann pour avoir les tailles initiales dans le pi`ege et que l’on connaˆıt la vi-tesse d’expansion (voir section 4.4.2). La figure (5.10) pr´esente la relation entre la taille radiale (taille rms selon l’axey) et la temp´erature apr`es un temps de vol de 6 ms.
0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 1.6
0 20 40 60 80 100 120 140
Température en µK
Taille radiale (µm)
Fig.5.10 –La courbe en trait plein r´esulte du calcul de la taille radiale du nuage en fonction de sa temp´erature pour un temps de vol de 6 ms. On utilise pour ce calcul la distribution de Boltzmann en prenant comme potentiel la forme donn´ee par l’´equation (5.10). Les croix correspondent aux donn´ees exp´erimentales prises par technique de temps de vol (voir section 4.4.2).
Temps de vie
La dur´ee de vie du nuage atomique pi´eg´e dans le potentiel dipolaire n’est pour le moment que d’une seconde mais ceci ne constitue sˆurement pas une limite fon-damentale. Nous sommes limit´es par les imperfections de la forme du faisceau et de la proc´edure de transfert. Fondamentalement, les limitations pour la dur´ee de vie des atomes dans des pi`eges optiques proviennent des ph´enom`enes suivants :
Le taux de collision avec le gaz r´esiduel (voir section 3.5.1)
On s’attend `a obtenir une dur´ee de vie due `a ce taux de collisions du mˆeme ordre de grandeur que pour le pi`ege magn´etique `a savoir de l’ordre de la minute mˆeme si la profondeur de nos pi`eges optiques est 100 `a 1000 fois plus petite que celle de nos pi`eges magn´etiques9.
Le taux de collisions `a trois corps (voir section 3.5.1)
Actuellement, la densit´e pic est de l’ordre de 2.1012 cm−3, ce qui conduit
`
a une dur´ee de vie associ´ee de l’ordre de quelques minutes. La dur´ee de vie associ´ee `a ces collisions est sensiblement la mˆeme pour le pi`ege magn´ e-tique comprim´e et la pince optique car ces deux pi`eges ont des volumes semblables (le produit de leurs fr´equences respectives est peu diff´erent : (¯ωopt/¯ωmag)3 ∼0.7).
Le taux de photons diffus´es spontan´ement
Dans le cas de pi`eges fort d´esaccord´es, l’absorption et la r´e´emission de photons ne se font plus `a la fr´equence atomique mais `a la fr´equence du laser. Il s’agit de diffusion ´elastique. Ce processus ne contribue pas `a la force moyenne totale s’exer¸cant sur l’atome mais de par sa nature al´eatoire, il contribue `a ses fluctuations et engendre un chauffage10. Le taux de photons diffus´es spontan´ement vaut :
γ = ΓΩ2
4δ2 ='0.3 s−1 (5.17)
pour une puissance laser de 700 mW et un waist de 40 µm. Pour chaque photon diffus´e, l’atome subit un ´echauffement de deux fois l’´energie de recul
9Plus le pi`ege est profond et plus la fraction d’atomes pour lesquels, `a l’issue d’une collision avec une particule de gaz r´esiduel, l’´energie acquise reste inf´erieure `a la profondeur du pi`ege est grande. La collision se traduit alors par un chauffage et non une perte. Cependant, compar´ee `a une ´energie thermique de 300 K, la diff´erence de profondeur entre un pi`ege magn´etique et un pi`ege optique n’a pas d’effet dramatique sur le taux de pertes associ´e.
10Il existe aussi un chauffage dˆu `a la redistribution coh´erente de photons entre les diff´erentes ondes planes constituant le faisceau lumineux (cycles d’absorption et de r´e´emission induite)[101]
mais celui-ci est n´egligeable aux grands d´esaccords.
Erecul =~2k2/2M. La diffusion spontan´ee de photons conduit donc `a une dur´ee de vie de l’ordre de U0/2Ereculγ ∼140 s.
Les pertes dues au bruit de point´e et au bruit d’intensit´e du laser Thomas et al. ont d´emontr´e l’importance de la stabilit´e en point´e et en intensit´e du laser pour acc´eder `a des temps de vie ´elev´es des atomes dans les pi`eges dipolaires optiques [109]. Cette ´equipe est d’ailleurs la premi`ere
`
a avoir atteint un temps de pi´egeage de l’ordre de 300 s pour un pi`ege dipolaire optique cr´e´e `a partir d’un laser CO2 en soignant la stabilit´e de leur laser alors que dans les exp´eriences pr´ec´edentes, le temps de vie n’exc´edait pas 10 s [110]. Le bruit de point´e et le bruit en intensit´e du laser engendrent respectivement des taux de chauffage lin´eaire et exponentiel causant des pertes d’atomes. Ces taux de chauffage sont tr`es d´ependants des fr´equences d’oscillation du pi`ege, ils sont respectivement proportionnels aux fr´equences d’oscillation du pi`ege `a la puissance 4 et `a la puissance 2. Pour esp´erer une dur´ee de vie de l’ordre de 100 s, avec nos param`etres, il faut avoir grosso modo une stabilit´e en position de l’ordre de 10−3 µm.Hz−1/2 et une stabilit´e en intensit´e de l’ordre de 10−4 Hz−1/2. Des am´eliorations ont ´et´e ou vont ˆetre apport´ees `a l’exp´erience pour avoir les meilleures stabilit´es possibles : plots de sorbothane sous l’ensemble de la pince permettant de couper les fr´equences sup´erieures `a 3 Hz, ensemble de la pince mis sous boˆıte, supports de miroir amortis. Des mesures de bruits ont ´et´e effectu´ees et feront l’objet d’une prochaine th`ese.
Notons que dans un pi`ege optique, les pertes par relaxation dipolaires sont tr`es faibles car elles ne revˆetent une importance que si le pi´egeage s’effectue dans un ´etat qui n’est pas l’´etat fondamental du pi`ege.