La thermalisation du gaz par collisions élastiques est nécessaire au refroidis- sement par évaporation (voir les sections 2.4 et 2.5). Le taux de collisions élas- tiques dans un gaz d’hélium métastable est donc une valeur essentielle pour l’obtention d’un CBE. Si ce taux est inférieur à celui des collisions inélastiques (principalement celui des collisions Penning), la technique de refroidissement par évaporation ne fonctionnera pas : les atomes seront perdus avant thermalisa- tion. Les collisions peuvent être décrites simplement par la longueur de diffusion (notée a) à faible température6. Cette valeur est donc essentielle dans nos expé- riences. Plusieurs expériences ont été réalisées entre les années 2000 et 2005 dans
6. Typiquement en dessous de 20 mK. La section efficace totale de collision entre deux atomes d’hélium métastables polarisés est principalement déterminée par la section efficace de collision en onde s en dessous de cette température (voir [106]). Sachant que la longueur de diffusion est définie pour une collision en onde s, les interactions entres atomes sont déterminées par ce paramètre.
Section 2 Séquence expérimentale
les équipes de l’ENS Paris [107, 108], d’Amsterdam [109] et d’Orsay [102, 100] pour mesurer précisément cette constante dans le sous niveau mJ = 1. Le résul-
tat le plus précis donne a = 7.512±0.005 nm. Pour une température qui tend vers 0, la section efficace de collision notée σ ne dépend que de a :
σ(T → 0) = 8πa2.
La dépendance de la section efficace en fonction de la vitesse relative vrdes deux
atomes peut être approchée7simplement par
σ(k) = 8πa
2 1 + a2k2,
où k = mvr/2ħ est le vecteur d’onde relatif. On peut ainsi déterminer la constante
de collisions élastiques noté αel en moyennant le produit σ(vr) × vr sur l’en-
semble des vitesses relatives des atomes αel=< σ(vr)vr >.
La constante de collisions élastiques est d’environ 10−9cm3/s dans la gamme de températures qui nous intéresse. Un ordre de grandeur du nombre de colli- sions dans un nuage de 1010at/cm3donne dix collisions élastiques par seconde contre une collision inélastique par minute [110]. Un refroidissement par éva- poration est alors envisageable et même possible si le rapport entre le taux de collisions élastiques et celui inélastiques est supérieur à une certaine valeur qui dépend de la géométrie du piège : cette condition est appelée critère d’emballe- ment (se référer à [110]) et nous nous plaçons dans ce régime.
2 Séquence expérimentale
La séquence expérimentale suivante décrit les étapes d’obtention d’un CBE d’hélium métastable. C’est une version actualisée des thèses [92,111] et augmen- tée par des techniques de refroidissement qui ont fait leurs preuves dans d’autres expériences et qui seraient applicables à la notre.
La condensation est caractérisée par le paramètre de dégénérescence quan- tique nλ3T où n représente la densité de l’espèce considérée et λT = h/p2πmkBT
est la longueur d’onde thermique de de Broglie. Ce paramètre est proche de l’unité au seuil de condensation. Pour l’hélium résiduel présent dans la chambre de science (à environ 10−11 mbar) et à température ambiante, ce paramètre vaut 10−23. Il y a donc 23 ordres de grandeur à gagner pour atteindre la condensation. Pour obtenir un CBE, il faut en principe isoler (pour éviter un chauffage ou des pertes), piéger et refroidir un gaz d’atomes. Dans notre cas, l’isolation se fait dans des enceintes à vide grâce à des pompes turbo-moléculaires. Les premières étapes de refroidissement et de piégeage sont effectuées en utilisant une force de
pression de radiation provenant d’une source laser accordée sur une transition de l’atome (23S1−23P2). Cette énergie de transition est ajustable par des champs magnétiques (effet Zeeman), ce qui implique que la force exercée sur les atomes l’est aussi. Les dernières étapes de refroidissement utilisent le principe d’évapo- ration dans un piège : celui-ci est réalisé par des forces dipolaires8de piégeage non dissipatives.
Les sections qui suivent, présentent le déroulement de la formation et de la détection d’un CBE à partir d’un plasma d’hélium. La figure 2.3 aide à se situer dans l’enchainement des étapes de refroidissement. Le tableau 2.2 a la même fonction. Enfin, les Annexes B et C donnent quelques détails techniques supplé- mentaires concernant la détection et le refroidissement.
FIGURE2.3 – Enceinte expérimentale (image adaptée de [112]). L’arrivée d’hélium sur la gauche est accompagnée par un refroidissement à l’azote liquide, représenté sur la figure 2.2. Les flèches rouges correspondent aux faisceaux lasers utilisés pendant la phase de chargement du piège magnéto-optique (PMO), soit : le faisceau du ralentisseur Zeeman (RZ), la mélasse transverse (MT) et les 6 faisceaux du PMO. Les faisceaux suivant l’axe (Oy) ne sont pas représentés et ceux n’ayant pas d’étiquette sont rétro-réfléchis. Le cercle vert correspond aux pompes turbomoléculaires ayant été changées pendant ma thèse.
Section 2 Séquence expérimentale
Etapes Nb. d’atomes T (µK ) Statut
PMO 108 800 ×
Mélasse + Pompe + PM 107 300 ×
Doppler + Compression 107 150 ∼
Evaporation RF 106 15 p
Chargement Piège Dipolaire 105 3 p
CBE 104 p
Nuage thermique résiduel 103 0,3 p
TABLE2.2 – Nombres d’atomes et températures mesurés au cours de la séquence expé- rimentale. La colonne « statut » décrit le niveau de précision de ces valeurs. Elles sont identiques à celles présentées dans la thèse de R. Lopes [111]. Les valeurs des premières étapes ne sont pas bien connues pour deux raisons. La première provient du fait que des champs magnétiques résiduels et des courants de Foucault déforment le temps de vol. La seconde est due à notre système de détection : nous sommes obligé de jouer sur la tension aux bornes du MCP pour éviter sa saturation, ce qui change le gain de détection (cf annexe B). Pour mieux connaître les valeurs des premières étapes, il faut installer une caméra (cf section 3.2).