a partir d’une phase de m´elasse, il est indispensable de parfaitement com-prendre l’effet de la lumi`ere `a 1565 nm sur la transition optique. La version simplifi´ee pr´esent´ee ci-dessus n’est pas strictement exacte, car dans l’´etat excit´e, la polarisabilit´e d´epend du nombre quantique mF (polarisabilit´e ten-sorielle). Cet effet est finalement petit mais il faut le calculer pr´ecis´ement pour s’en convaincre. On pourra se reporter `a la th`ese de J.-F. Cl´ement pour plus de d´etails [59].
Le fait de pouvoir r´esoudre sp`ectralement un d´ecalage lumineux sur la transition d’imagerie est quelque chose qui avait d´ej`a ´et´e utilis´e par le pass´e pour ´etudier le mouvement des atomes in− situ. Cependant, cette m´ethode pourrait ˆetre exploit´ee plus avant. En effet, c’est une m´ethode de type champ proche o`u la r´esolution est li´ee au gradient du d´ecalage lumineux qui peut facilement ˆetre augment´e en se rapprochant de la r´esonance `a 1529 nm. On peut ainsi avoir une r´esolution plus petite que la longueur d’onde optique. On peut imaginer diff´erentes applications comme de l’imagerie par fluorescence avec une r´esolution sub-lambda (avec un fort gradient d’intensit´e lumineuse) ou la mesure de corr´elation de densit´e sub-lambda en utilisant une onde stationnaire `a 1529 nm [60] (cette id´ee pourrait ˆetre mise en place `a 1D dans l’´equipe puce dirig´ee par I. Bouchoule dans notre laboratoire).
4.3 Condensation par une m´ethode tout
op-tique
4.3.1 Int´erˆet d’une m´ethode de refroidissement tout
optique
On appelle refroidissement tout optique la m´ethode selon laquelle les atomes sont directement plac´es dans un pi`ege optique, apr`es une phase de refroidissement radiatif par laser. C’est alors directement dans un pi`ege op-tique que l’on ´evapore les atomes vers le r´egime de d´eg´en´erescence quantique. A la diff´erence des premi`eres exp´eriences de condensation atomique [67], on n’utilise donc pas de pi`ege magn´etique.
Les avantages d’une telle m´ethode sont multiples. Ne pas avoir de fort champ magn´etique est utile pour des mesures de pr´ecision par interf´erom´etrie atomique. Les effet syst´ematiques sont alors r´eduits. De plus, le temps de cycle de l’exp´erience est r´eduit grˆace `a une ´evaporation dans un pi`ege op-tique typiquement tr`es confinant. Cela est utile non seulement pour augmen-ter le taux de r´ep´etition d’une mesure de pr´ecision, mais aussi dans n’importe quel dispositif visant `a ´etudier les propri´et´es `a N-corps des gaz ultra-froids. Cela permet d’avoir plus de statistiques mais aussi de plus rapidement op-timiser les param`etres ou tester des id´ees nouvelles. Enfin, la m´ethode est g´en´eralement plus simple pour toutes les exp´eriences o`u on a de toutes fa¸cons besoin d’un pi`ege optique, par exemple pour pi´eger un m´elange de spin ou pour utiliser un fort champ magn´etique pour atteindre une r´esonance de Feshbach.
Ceci dit, la m´ethode de refroidissement tout-optique pr´esente aussi quelques d´esavantages. Il faut utiliser des lasers de puissance avec tous les probl`emes de thermique que cela implique. De plus, le nombre final d’atomes est r´eduit (`a typiquement ∼ 105 atomes), principalement `a cause de la difficult´e de charger beaucoup d’atomes dans un pi`ege optique `a partir d’une m´elasse. Enfin, les ´etapes de chargement et l’´evaporation dans un pi`ege optique sont toutes deux assez d´elicates et c’est pour cela que je les d´ecris plus en d´etail dans la suite.
4.3.2 Chargement d’un pi`ege optique `a partir d’un pi`ege
magn´eto-optique
Le chargement du pi`ege optique `a partir d’une ´etape de refroidissement laser est une ´etape cl´e pour pouvoir obtenir des gaz dilu´es dans le r´egime quantique. Il faut charger le pi`ege optique avec non seulement beaucoup d’atomes mais aussi avec une densit´e dans l’espace des phases importantes. Il est aussi n´ecessaire que le taux de collisions `a l’issu du chargement permette un refroidissement ´evaporatif efficace. A titre d’exemple, dans la premi`ere exp´erience de condensation ”tout optique” [64], environ 2× 106 atomes sont charg´es dans un pi`ege CO2 `a une densit´e dans l’espace de phase de∼ 2×10−3. Le taux de collision est de 1.2×104s−1. Ces chiffres sont `a comparer aux chiffres typiques obtenus dans un pi`ege magn´etique : quelques 108 atomes `a une densit´e dans l’espace des phases de quelques 10−6 et un taux de collision de quelques unit´es par seconde.
Pour charger efficacement un pi`ege magn´etique, on transfert l’ensemble des atomes `a partir d’une m´elasse optique pr´ealablement optimis´ee pour ˆetre la plus froide et dense possible. Dans le cas d’un pi`ege optique, compte tenu
du faible volume de capture du pi`ege optique, il faut optimiser la phase de m´elasse en pr´esence du pi`ege optique pour obtenir un chargement efficace. Typiquement, beaucoup d’atomes sont perdus lors de cette phase de char-gement, mais les atomes pi´eg´es le sont alors avec une densit´e dans l’espace des phases plus importante que dans la m´elasse seule. Cela montre bien que le processus n’est pas une simple s´election des atomes les plus froids dans la zone du pi`ege. En particulier, la puissance du laser repompeur joue un role crucial, et il faut la diminuer pour r´eduire le taux de diffusion de photons et permettre l’augmentation de la densit´e dans le pi`ege (effet dark MOT [68]). Dans la section pr´ec´edente, nous avons vu que l’´etat excit´e 5P3/2 de la transition cyclante pour le rubidium 87 ´etait particuli`erement d´ecal´e en ´energie par la lumi`ere `a 1565 nm. Ce d´ecalage peut facilement ˆetre grand par rapport aux d´ecalages lumineux utilis´es dans les m´elasses optiques (typ. 100 MHz). En cons´equence, le refroidissement est affect´e. Par exemple, si le d´ecalage lumineux est plus important que celui de la m´elasse, la lumi`ere est sur le bleu de la transition et le chargement est alors catastrophique (un chargement brusque en fin de m´elasse est alors plus efficace). A premi`ere vue, charger un pi`ege `a 1565 nm avec des atomes de rubidium semble donc ˆetre une tˆache difficile.
Une premi`ere technique que nous avons essay´e de mettre en place consiste `
a alterner (toutes les 0.2 `a 1 ms) des phases de refroidissement (avec les faisceaux de m´elasse) avec des phases de pi´egeage (avec les faisceaux de pi´egeage). Cette m´ethode marche partiellement avec un gain de l’ordre d’un facteur 2.5 par rapport `a un chargement brusque mais ce gain est tr`es nette-ment insuffisant pour amorcer une ´evaporation efficace. La diffusion multiple, pendant les phases de refroidissement, semble limiter la densit´e et donc aussi la densit´e dans l’espace des phases.
La technique que nous utilisons actuellement est une technique de char-gement continu (similaire `a la technique utilis´ee avec les lasers CO2 [64]). Pendant la phase de m´elasse optique, `a la fois les faisceaux de refroidisse-ment et de pi´egeage sont pr´esents. L’astuce consiste `a utiliser un faisceau avec un waist large (∼150 µm), induisant un d´ecalage lumineux relativement faible ∼60 MHz (pour 24 W) et un d´ecalage de m´elasse important (200 MHz). On a ainsi toujours un refroidissement efficace mˆeme `a l’interieur du pi`ege optique. L’efficacit´e en fonction du d´ecalage de la m´elasse est trac´ee en figure 4.3. On remarque que l’optimum est obtenu pour un d´ecalage de m´elasse de 200 MHz. Cette valeur particuli`erement ´elev´ee compar´ee aux autres exp´eriences, s’ex-plique par l’importance du d´ecalage lumineux cr´e´e par le laser `a 1565 nm.
De plus, l’intensit´e du repompeur est r´eduite pendant la phase de charge-ment pour r´eduire le taux de diffusion de photon et ainsi la limite en densit´e due `a la r´eabsorption de photon. Ce processus est accentu´e au centre du
Figure 4.3 – Nombre d’atomes charg´es en fonction du d´esaccord de la fr´equence pi`ege de la m´elasse.
pi`ege o`u le d´ecalage lumineux rend le laser repompeur inefficace. On a un effet de d´epompage (dark MOT) extrˆeme dans la r´egion de pi´egeage. Cet effet est aussi `a l’oeuvre en utilisant d’autres lasers de pi´egeage mais l’effet est ici accentu´e grˆace au fort d´ecalage lumineux. A l’issu de cette premi`ere ´etape de chargement, on obtient 3× 107 atomes `a une temp´erature de 20 µK et une densit´e dans l’espace des phases de 2× 10−5. Pour augmenter le taux de collisions, nous ajoutons alors un faisceau de pi´egeage avec un waist de ∼25 µm et apr`es 100 ms, 3×106 atomes s’accumulent finalement dans le pi`ege crois´e avec une densit´e dans l’espace des phases de 2.5× 10−3. Ce sont des conditions tr`es favorables pour poursuivre avec la phase d’´evaporation. Le d´etail des param`etres utilis´es peut ˆetre trouv´e dans l’article reproduit page 81.
4.3.3 Evaporation dans le r´egime d’emballement
La phase d’´evaporation dans un pi`ege optique s’effectue typiquement en baissant la puissance du ou des faisceaux de pi´egeage. On r´eduit ainsi la pro-fondeur du pi`ege et on permet l’´evaporation des atomes les plus ´energ´etiques. Cette technique a le d´esavantage de r´eduire les fr´equences de confinement du pi`ege. En l’absence de gravit´e, le r´egime d’emballement o`u le taux de colli-sion augmente en fur et `a mesure de l’´evaporation n’est alors pas accessible [69]. En fin d’´evaporation, l’efficacit´e de l’´evaporation peut ˆetre fortement affect´ee.
Diff´erentes techniques ont ´et´e utilis´ees pour contrer cet effet. Des pi`eges
compressibles (avec la possibilit´e de changer le waist) ont par exemple ´et´e mis en place [65, 66]. Cependant, l’id´ee la plus simple est d’utiliser un pi`ege crois´e et de ne r´eduire la puissance que dans un seul des deux faisceau ; on peut alors diminuer la profondeur du pi`ege sans trop diminuer sa fr´equence moyenne. La technique d’´evaporation que nous avons mis en place utilise deux faisceaux (approximativement horizontaux2) de waist diff´erents (∼ 150 µm et ∼ 25 µm). Le faisceau large est utilis´e pour collecter les atomes depuis le pi`ege magn´eto-optique, comme explicit´e ci-dessus, alors que le deuxi`eme faisceau assure un confinement important pour l’´evaporation. Le fait de d´ecaler les deux faisceaux verticalement de ∼70 µm permet de compenser la gravit´e de fa¸con optique et ainsi de pouvoir plus fortement d´ecomprimer le pi`ege sans perdre les atomes. Notre g´eom´etrie nous permet d’avoir un contrˆole ind´ependant du confinement et de la profondeur du pi`ege et ainsi d’optimiser au mieux l’´evaporation.
Au final, nous pouvons obtenir un condensat de 105atomes en moins de 3 s d’´evaporation et mˆeme 650 ms avec un nombre d’atomes r´eduit (voir article page 81). C’est un r´esultat majeur des th`eses de J.F. Cl´ement et J.P. Brantut [70, 60] Il est int´eressant de noter que notre temps d’´evaporation est similaire `
a se qui ce fait sur les puces atomiques. Ce temps est contraint par la pr´esence de perte `a trois corps qui empˆeche d’utiliser des confinements et donc des taux de collisions plus ´elev´es. En fait, notre ´evaporation est optimis´ee pour ˆetre `a la limite d’avoir des pertes `a trois corps trop importantes.
Nos r´esultats sur la condensation par une m´ethode ”tout-optique” ont eu un impact sur la communaut´e des atomes froids et les questions sp´ecifiques de d´eplacement lumineux et d’´evaporation dans les pi`eges optiques sont main-tenant mieux prises en compte dans la conception de nouveaux dispositifs exp´erimentaux.