(1.38). Une telle résolution serait plus proche de la réalité expérimentale, mais ne changerait probablement pas l’allure générale du diagramme de phase.
1.5 Conclusion
Dans ce chapitre, nous avons établi le formalisme nécessaire aux chapitres sui-vants, en particulier les chapitre 4 et 5, dans lesquels nous discuterons de manipula-tion du degré de liberté de spin, et de l’étude de l’état fondamental de champ moyen dans un piège harmonique. Il nous a permis d’introduire des définitions et notations auxquelles nous allons nous référer dans l’ensemble du manuscrit.
Dans la perspective d’étudier des gaz spinoriels, nous avons mis en évidence plu-sieurs mécanismes caractéristiques d’un système à trois composantes de spin. La dynamique des collisions de spin assure la conservation de la magnétisation du sys-tème, c’est-à-dire la somme de tous les spins (mF = ±1, 0) des atomes dans le piège. Cette conservation impose une contrainte sur l’équilibre thermodynamique vers le-quel le système évolue. Une autre caractéristique importante du gaz spinoriel est la miscibilité des différentes composantes de spin, qui tend à favoriser un mélange des espèces mF = ±1 et éliminer mF = 0. Ce mécanisme entre en compétition avec le couplage au champ magnétique via l’effet Zeeman quadratique qui favorise l’espèce
mF = 0.
Enfin, avec l’étude du diagramme de phase à température finie avec des condi-tions similaires à celles de nos expériences, nous avons exploré les différentes transi-tions de phase de condensation et mis en évidence l’importance des interactransi-tions de spin et de l’effet Zeeman quadratique. Des expériences de condensation de gaz spi-noriels ont été réalisées avec du chrome [79], et ont permis de mettre en évidence la dépendance de la première température critique avec la magnétisation. Notons que les atomes de chrome possèdent de fortes interactions dipolaires, négligeables pour le sodium, qui conduisent à l’absence de conservation de la magnétisation. Il serait intéressant de confronter les propriétés thermodynamiques des gaz spinoriels à tem-pérature finie avec les deux types d’atomes (interactions dipolaires ou de contact), afin de déterminer les autres températures critiques de condensation en dessous de
Chapitre 2
Dispositif expérimental pour la
réalisation d’un piège
magnéto-optique et le chargement
d’un piège dipolaire
L’obtention d’un gaz dégénéré spinoriel de sodium repose sur plusieurs étapes. D’abord, les atomes sont refroidis dans un piège magnéto-optique, puis sont transfé-rés dans un piège dipolaire optique. Ils subissent ensuite une étape de refroidissement évaporatif dans le piège, jusqu’à atteindre le seuil de condensation de Bose–Einstein. L’ensemble de cette procédure expérimentale est décrite dans ce chapitre ainsi que le chapitre 3. Après une description générale de l’expérience, nous nous pencherons dans ce chapitre sur les deux premières étapes : le refroidissement dans un piège magnéto-optique, dont nous rappellerons les mécanismes, ainsi que le transfert des atomes dans un piège dipolaire croisé. L’exposé donnera un aperçu des principaux dispositifs utilisés lors ces deux étapes. Une troisième partie de ce chapitre sera consacrée au dispositif construit pour le diagnostic des échantillons ultra-froids. Nous nous concentrerons en particulier sur les performances de deux méthodes d’image-rie, par absorption et par fluorescence, en vue de l’étude de condensats spinoriels introduits dans le chapitre 1. L’étape de refroidissement évaporatif sera traitée dans le chapitre 3.
2.1 Description générale de l’expérience
L’expérience “Micro-condensats” a été conçue pour satisfaire différentes contraintes. La première d’entre elle est la protection contre les champs magnétiques parasites, susceptibles de gêner la stabilité des états quantiques fortement corrélés que nous voulons réaliser. La très grande sensibilité de ces états quantiques à la présence de fluctuations du champ magnétique requiert la réalisation d’un système de blindage magnétique, afin de protéger la chambre de science de l’extérieur. Le montage expé-rimental doit par conséquent être compact, afin de tenir dans un système de blindage d’une taille de ∼ 1 m de diamètre. Ce blindage magnétique n’est pas encore présent sur le montage expérimental actuel.
44 magnéto-optique et le chargement d’un piège dipolaire L’enceinte à vide est fabriquée en titane, qui est un matériau amagnétique (sa sus-ceptibilité magnétique est très faible, de l’ordre de 109 fois inférieure à celle du fer), pouvant par conséquent difficilement s’aimanter en présence de champs magnétiques ambiants. L’enceinte à vide, à l’intérieur de laquelle a lieu l’expérience proprement dite - on l’appelle aussi “chambre de science” - est usinée à partir d’un seul bloc de titane1. Elle est dotée d’une multitude d’accès optiques pour les différents pièges de refroidissement. Les hublots2 contiennent des fenêtres en silice fondue, traités anti-reflet aux longueurs d’onde 589 nm (pour les faisceaux du piège magnéto-optique et d’imagerie) et 1064 nm (pour les faisceaux des pièges dipolaires). Des hublots CF25 fournissent un accès optique pour les six faisceaux du piège magnéto-optique, les faisceaux d’un laser de piégeage dipolaire, ainsi que pour l’alimentation électrique des dispensers de sodium. Deux hublots CF63 permettent l’insertion d’un objectif de microscope de grande ouverture numérique pour l’imagerie des échantillons ato-miques avec une haute résolution spatiale.
Il est important de maintenir un vide poussé à l’intérieur de l’enceinte de titane. En effet, les collisions entre les atomes des échantillons ultra-froids et ceux de la vapeur résiduelle conduisent à des pertes d’atomes et limitent ainsi la durée de vie des ces échantillons. Comme nous le montrons dans la figure 2.2, deux pompes sont attachées à l’enceinte : une pompe “getter" (permettant de piéger les gaz résiduels), fixée à une distance d’environ 20 cm de la chambre, et une pompe ionique placée à environ 50 cm. Cette dernière est volontairement éloignée, et sera dans le futur hors du bouclier magnétique, car elle contient un aimant permanent. La pression résiduelle est estimée à environ 10−11 mbar [61].