le plan complexes pour les valeurs propres s´electionn´ees.
Apr`es s’ˆetre affranchi des ´etats correspondant aux paires coop´erative d’atomes, nous allons consid´erer les distributions P (s) des distances plus proches voisins entre les modes dans le plan complexe. En effet n’ayant pas observ´e de changement de comportement dans les distributions des ´ecarts entre niveaux d’´energies cons´ecutifs P (∆Eat), nous pouvons
D’INTERACTION MATI`ERE-RAYONNEMENT. -10 -8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8 10 10-3 10-2 10-1 100 101 ΓΓΓΓat P ( ΓΓΓΓ at ) ρρρρλλλλ3=131.6 b 0 (v)=109.7 ρρρρλλλλ3=13.16 b 0 (v)=24.2 ρρρρλλλλ3=1.316 b 0 (v)=5.1 ρρρρλλλλ3=0.44 b 0 (v)=2.5 Vectorial case N=700
Figure 3.23 – Distributions des largeurs (figures de gauche) et des positions (figure de droites) des modes s´electionn´es dans le cas scalaire (figure du haut) et vectoriel (fi- gure du bas) pour un nuage contenant N = 700 atomes `a diff´erentes densit´es spatiales ρλ3 = 0.44, 1.316, 13.16 et 131.6. Pour le cas vectoriel on remarque clairement en consi- d´erant les distributions des largeurs des modes P (Γat) que l’accumulations des largeurs
autour de Γat = 2 `a disparue ce qui souligne la convergence de l’exposant de la d´ecrois-
sance alg´ebrique vers la valeur −4/3 et en regardant les distributions des positions des modes P (Eat) on peut voir que les lois de puissances associ´ees aux paires coop´eratives
dans les ailes des distributions ont disparues. Par contre les cas scalaire montre certaines montre certaines diff´erences flagrantes notamment dans la convergence de l’exposant de la d´ecroissance alg´ebrique vers la valeur −4/3 et aussi dans l’asym´etrie rouge-bleue des distributions des positions des modes P (Eat) tr`es prononc´ee.
v´erifier s’il est possible d’avoir une information sur un changement de dynamique en regardant le comportement des distances entre les modes dans le plan complexe.
Ce type d’approche est fr´equemment utilis´e dans le domaine du chaos ondulatoire est souvent expliqu´e de mani`ere simple `a l’aide d’un syst`eme `a deux niveaux auquel on ajoute un canal de perte, le tout mod´elis´e par un hamiltonien contenant deux termes : le premier ´etant diagonal et hermitien (syst`eme `a deux niveaux non perturb´e) et le second ´etant une matrice non hermitienne totalement remplie (pertes, couplage avec l’environnement,
ferm´e E2− E1, les niveaux d’´energies du syst`eme perturb´e se retrouvaient d´eg´en´er´es selon
l’axe r´eel mais que l’´ecart entre les parties imaginaires des deux ´etats divergeaient, l’une allant tendant vers une valeur nulle et l’autre tendant vers l’infinis. De ce fait au-dessus du seuil α > E2− E1 il y avait une r´epulsion entre les valeurs propres dans le plan complexe.
Dans le contexte de travaux men´es sur la localisation d’Anderson en utilisant des Ma- trices Al´eatoires Euclidiennes non hermitiennes (matrice hessienne d’un fluide de Lennard- Jones tronqu´e qui peut ˆetre associ´e `a un d´esordre topologique) [143] non seulement une transition de phase, rendue non abrupte par les effets de tailles finies du syst`eme, a ´et´e observ´ee en consid´erant la distributions des distances entre les valeurs propres dans le plan complexe et les exposant critiques associ´es `a la transition de phase m´etal isolant ont ´et´e obtenus de mani`ere exacte. De la mˆeme mani`ere, des ´etudes ont ´et´e men´ees sur la transition superradiante entre le r´egime de couplage faible mati`ere rayonnement et le r´egime de couplage fort et il a ´et´e ´etablis, en consid´erant les pˆoles de la matrice diffusion, que la r´epulsion entre les valeurs propres dans le plan complexe, d’un syst`eme invariant par renversement temporel, ´etait quadratique [147].
La situation que nous consid´erons est singuli`erement diff´erente car nous n’avons pas un contrˆole aussi simple sur le couplage du syst`eme avec le vide via les canaux de pertes. En effets chaque atomes que nous consid´erons ne peut pas ˆetre assimil´e `a un canal de perte mais il existe toutefois un param`etre pertinent, qui est le nombre d’atomes par nombre de modes transverse contenus dans le syst`eme, proportionnel `a l’´epaisseur optique du syst`eme b0 ∝ N/(k0L)2, dont d´ependent les effets coop´eratifs. De plus, comme nous l’avons ´evoqu´e
pr´ec´edemment, les op´erateurs que nous consid´erons sont non hermitiens, que ce soit dans le cas scalaire ou vectoriel, on peut donc s’attendre `a ce qu’ils pr´esentent dans certains cas limites des comportements similaire `a ceux appartenant `a l’Ensemble Gaussien Unitaire. Afin de calculer les distributions P (s) des distances plus proches voisins dans le plan complexe, nous d´efinissons la distance dij dans ce plan entre deux modes telle que :
dij = r (Eat,i− Eat,j)2+ ( Γat,i 2 − Γat,j 2 ) 2 (3.81)
et les distances plus proches voisins dans le plan complexe sont calcul´ees telles que sij = min
i6=j(dij) (3.82)
Dans la suite de cette partie, nous allons tout d’abord consid´erer les distributions plus proches voisins dans le plan complexe pour les valeurs propres que nous avons s´electionn´ees `a la section pr´ec´edente en se servant du domaine d´elimit´e par l’´equation (3.75), `a titre
D’INTERACTION MATI`ERE-RAYONNEMENT.
Figure 3.24 – Repr´esentations des distributions des distances plus proches voisins P (s) entre les ´energies dans le plan complexe dans les cas scalaire (figure de droite) et vecto- riel (figure de gauche) pour un nuage contenant N = 500 atomes `a diff´erentes densit´es spatiales de diffuseurs (ρλ3 = 0.01, 1.316, 13.16 et 131.6) correspondant `a diff´erentes ´epais- seurs optiques. Que ce soit dans le cas scalaire ou vectoriel, on remarque une singuli`ere diff´erence entre les r´egimes optiquement et spatialement denses et dilu´es dans le sens o`u le maximum de ces distributions tend vers z´ero. Les insets pr´esentent les mˆeme distributions en repr´esentation log-log afin de souligner leur comportements similaires aux distributions de Wigner appartenant `a l’Ensemble Gaussien Unitaire (P (s) ∝ s2) pour de tr`es petits
´ecarts (s → 0) et la modification de comportement ayant lieu pour les tr`es grands ´ecarts lorsque le syst`eme est optiquement et spatialement ´epais. Les courbes en trait pleins re- pr´esentent les distributions des Poisson (bleu), de Wigner pour les Ensembles Gaussiens Unitaires (cyan) et la Semi-Poisson (noir) d´ecrites par les ´equations (3.65), (3.66) et (3.68).
comparatif nous consid´ererons les distributions plus proches voisins des valeurs propres non s´electionn´ees et nous ferons une br`eve ´etude dans le cas scalaire des distributions plus proches voisins sur les valeurs propres contenues dans la bande d’´energies comprise entre Eat = 0.5Γ0 et Eat = 1.5Γ0.
La figure3.24 montre la distribution P (s) des distances entre plus proches voisins dans le plan complexe en dans les cas scalaire et vectoriel pour un nuage contenant N = 700 atomes `a diff´erentes densit´e spatiales d’atomes ρλ3 = 0.01, 1.136, 13.16 et 131.6 corres- pondant `a diff´erentes ´epaisseurs optiques b0. On remarque clairement un changement de
comportement entre les r´egimes optiquement ou spatialement denses (b0 ≫ 1 et ρλ3 ≫ 1)
et les r´egimes optiquement ou spatialement dilu´es (b0 ≪ 1 et ρλ3 ≪ 1). Pour le r´egime
dilu´e les distributions P (s) se rapprochent des distributions de Wigner (eq. (3.66) avec β = 2) que ce soit dans le cas scalaire ou vectoriel. Les insets soulignent le comportement quadratique (∝ s2) de ces distributions pour les tr`es petites distances (s → 0) ce qui est un comportement similaire `a ceux observ´es avec les op´erateurs appartenant `a l’Ensemble Gaussien Unitaire. Une ´etude `a ´epaisseur optique constante et `a densit´e spatiale constante va nous permettre de savoir quelle est le param`etre qui domine la forme de ces distribu- tions. La figure3.25 nous montre les distributions des distances plus proches voisins P (s) en repr´esentation semi-logarithmique pour une ´epaisseur optique constante b(s)0 = 8.33 dans le cas scalaire et b(v)0 = 12.51 dans le cas vectoriel pour diff´erentes densit´es spatiales ρλ3 de diffuseurs. On remarque clairement que pour une ´epaisseur optique donn´ee, la
0 2 4 6 8 10-3 10-2 10-1 100 s P (s ) b0(s)=0.82 N=10 b0(s)=8.33 N=10500 Scalar case ρρρρλλλλ3 =1.316 k 0l (s) =15 0 2 4 6 8 10 10-4 10-3 10-2 10-1 100 s P (s ) b0(v)=1.96 N=10 b0(s)=12.5 N=2590 Vectorial case ρρρρλλλλ3 =2.62 k 0l (v) =5
Figure 3.25 – Repr´esentation en semi-log des distributions P (s) des distances plus proches voisins dans le plan complexe dans les cas scalaire (figures de gauche) et vec- toriel (figures de droite) pour un syst`eme `a ´epaisseur optique constante (figures du haut) avec b(s)0 = 8.34 et b(v)0 = 12.51 ou une densit´e spatiale atomique constante ρλ3 = 26.26. en consid´erant les distributions pour une ´epaisseur optique constante on remarque qu’`a la fois dans les cas scalaire et vectoriel, les formes des distributions ´evoluent tr`es peu en fonction de la densit´e spatiale ρλ3 ou du nombre de Ioffe-Regel k0l. Par contre en consid´e-
rant ces distributions pour une densit´e spatiale donn´ee (ρλ3 = 26.26) et diff´erents nombre d’atomes N = 26 et 1100 on remarque clairement la forme de ces distributions ´evoluer en fonction de l’´epaisseur optique du syst`eme b0. On peut donc en d´eduire que l’´epaisseur
optique est le param`etre pertinent pour d´ecrire la forme des distributions plus proches voisins des valeurs propres que nous avons s´electionn´ees.
forme des distributions P (s) varie tr`es peu. Par contre en consid´erant ces distributions pour une densit´e spatiale de diffuseurs fix´ee (figures du bas) et diff´erentes ´epaisseurs op- tique, on remarque clairement une modification de leur forme ce qui nous indique que l’´epaisseur optique b0 est le param`etre pertinent dont d´epend la forme des distributions.
Cette d´ependance en ´epaisseur optique nous permet de dire que le comportement des distance entre les plus proches voisins dans le plan complexe est globalement domin´e par les effets coop´eratifs, ce qui nous laisse pr´esager que si une transition de phase existe et peut ˆetre observ´ee elle sera `a rapprocher de la transition domin´ee par les effets coop´eratifs [147] plutˆot que de la transition m´etal-isolant [143].
D’INTERACTION MATI`ERE-RAYONNEMENT. 10-7 10-6 10-5 10-4 10-3 10-2 10-1 100 101 102 103 104 10-4 10-3 10-2 s P (s ) Without pairs All eigenvalues Vectorial case N=500 ρρρρλλλλ3=131.6 k 0l (v)=0.1 b 0 (v)=98.05
Figure3.26 – Comparaisons des distributions des distances plus proches voisins P (s) avec et sans s´election des valeurs propres contenues dans le domaine d´ecrite par l’´equation (3.75) pour les cas scalaire (figures de gauche) et vectoriel (figures de droite) dans les r´egimes dilu´es (ρλ3 = 0.01 pour les figures du haut) et dense (ρλ3 = 131.6 pour les figures du bas). On peut facilement remarquer que la pr´esence des paires coop´eratives d’atomes influence la forme des distributions P (s) surtout pour les valeurs extrˆemes (s ≫ 1 et s≪ 1) des distances plus proches voisins dans le plan complexe.
Comparaison des distributions P (s) avec et sans s´election des valeurs propres. Apr`es avoir remarqu´e num´eriquement que la forme des distributions des distances plus proches voisins P (s) dans le plan complexe ´etait domin´ee par l’´epaisseur optique b0 du
syst`eme pour les valeurs propres qui n’´etaient pas associ´ees `a des paire coop´eratives, il peut ˆetre int´eressant de voir en quoi la pr´esence des paires influence la forme de ces distributions en dans quelle mesure elle les modifie. Pour cela nous consid´erons les distributions P (s) avec et sans paire pour des nuages optiquement dilu´es (b0 ≪ 1) et optiquement dense
(b0 ≫ 1). Comme nous l’avons discut´e pr´ec´edemment lors de l’´etude du comportement
asymptotique des largeurs des modes Γat, il est vrai que la physique des paire est domin´ee
par les effets de densit´e qui repr´esentent un comportement local. De plus en se rappelant les observations faites lors de la consid´eration de la r´epartition des valeurs propres dans le plan complexe, on sait que les paires coop´eratives d’atomes sont plus robustes dans le cas vectoriel et qu’elles ont tendance `a disparaˆıtre dans le cas scalaire, on peut donc
diff´erences drastiques lorsque l’on ne s´electionne pas les valeurs propres.