V´ erification de la m´ ethode pour un faible nombre d’atomes

Les derni`eres s´equences que nous avons trait´ees concernent un nombre d’atomes faible. Pour cela, nous avons repris des s´equences o`u l’on coupe le pi`ege magn´eto-optique, par l’interm´ediaire du repompeur, avant de le r´eactiver en mˆeme temps que l’on coupe le pi`ege dipolaire. C’est le mˆeme type de s´equence que l’on a utilis´e pour l’´etude de la dur´ee de vie du pi`ege dipolaire au paragraphe 4.3.2. Nous avons ainsi pu constater, qu’aux incertitudes pr`es, le taux de fluorescence restait constant et que le nombre moyen d’atomes diminuait. Un exemple de distribution de la fluorescence pour un petit nombre d’atomes est repr´esent´e sur la figure 4.25.

Figure 4.25: Distribution de la lumi`ere de fluorescence pour un petit nombre d’atomes. Le temps d’int´egration est de 100 µs, le nombre moyen d’atomes de 2.5 et le taux de fluorescence de 3000 coups/at/s.

Sur cette courbe, l’´ecart `a la loi de Poisson est encore relativement faible, d’autant plus que le nombre de points est petit. Malgr´e tout, il permet un traitement comparable `a celui que nous avons d´ecrit au paragraphe pr´ec´edent et on obtient une nombre moyen d’atomes de 2.5, avec un taux de fluorescence de 3000 coups/at/s.

4.5

Conclusion

Tout d’abord, nous avons montr´e qu’il est possible de r´ealiser un micro-pi`ege dipolaire, dont le volume est r´eduit `a quelques microns cubes. Grˆace `a notre syst`eme d’imagerie dont la r´esolution spatiale est identique `a la taille du pi`ege dipolaire, c’est-`a-dire de l’ordre du micron, nous avons pu faire l’image des atomes captur´es sur une cam´era CCD. De plus, nous avons montr´e qu’il ´etait possible de suivre, en parall`ele, l’´evolution temporelle du pi`ege dipolaire, grˆace `a un syst`eme de d´etection bas´e sur une photodiode `a avalanche.

Grˆace `a ce double syst`eme de d´etection, nous avons ´etudi´e en d´etail la dynamique de charge- ment du pi`ege dipolaire. Nous avons tout d’abord ´etudi´e comment la densit´e du pi`ege dipo- laire influen¸cait cette dynamique, et nous avons montr´e que cet effet pouvait s’expliquer par la pr´esence de pertes `a deux corps, dues `a des collisions in´elastiques dans le pi`ege. Ces m´ecanismes de collisions peuvent ˆetre de trois types : des collisions avec changement d’´etat hyperfin, de la photo-association ou encore des fuites radiatives [71].

L’effet de la puissance du pi`ege dipolaire a ´egalement ´et´e mis en ´evidence. D’une part, il existe un seuil de puissance, en dessous duquel le pi`ege dipolaire ne peut pas se charger. D’autre part, nous avons observ´e un ph´enom`ene de saturation, c’est-`a-dire qu’`a partir d’une certaine puissance, le nombre d’atomes pi´eg´es reste constant, quelque soit la profondeur du pi`ege dipolaire. Cet effet peut se comprendre en se rapportant au m´ecanisme de chargement. Pour de faibles puissances, les d´eplacements lumineux sont suffisamment faibles pour que la m´elasse soit capable de refroidir les atomes dans le pi`ege dipolaire. Mais `a partir d’une certaine puissance, le refroidissement n’est plus pr´esent que sur une partie du pi`ege dipolaire, si bien qu’une augmentation de la profondeur devient inutile, `a cause des d´eplacements lumineux.

Ensuite, une ´etude de dur´ee de vie du pi`ege dipolaire a ´et´e effectu´ee. Celle-ci a ´egalement mis en ´evidence la pr´esence d’un terme de pertes `a deux corps et l’ajustement des courbes de dur´ee de vie `a permis de d´eterminer les deux param`etres Γ et β, qui d´ecrivent respectivement les pertes `a un et deux corps.

Enfin, nous avons ´etudi´e pr´ecis´ement la statistique de la lumi`ere de fluorescence du pi`ege dipolaire. Apr`es avoir constat´e que cette distribution n’´etait pas limit´ee par le bruit de photon, mais poss´edait une largeur sup´erieure `a celle d’une loi de Poisson, nous avons rendu compte de cet ´elargissement en consid´erant une distribution poissonnienne du nombre d’atomes pi´eg´es, obtenant ainsi une loi de Poisson compos´ee pour la lumi`ere de fluorescence. En ajustant les profils exp´erimentaux par de telles fonctions, nous avons pu d´eterminer le nombre moyen d’atomes pi´eg´es, ainsi que le taux de fluorescence d’un atome. Cependant, ce nombre d’atomes n’est qu’une valeur moyenne, et, `a ce stade, nous ne pouvons pas suivre, en temps r´eel, le nombre d’atomes r´eellement pr´esents dans le pi`ege dipolaire.

Chapitre 5

Capture d’atomes uniques

Nous avons vu, dans le chapitre pr´ec´edent, que nous avons r´ealis´e un micro-pi`ege dipolaire dont le volume n’exc`ede pas quelques microns cube. Le nombre moyen d’atomes que l’on peut y capturer est d’environ une dizaine et la dur´ee de vie de ce pi`ege est essentiellement limit´ee par des processus de pertes `a deux corps. Si de tels processus n’interviennent, dans les pi`ege dipolaires conventionnels, que pour des nombres d’atomes importants, ils se manifestent chez nous d`es l’arriv´ee d’un second atome.

Dans ce chapitre, nous d´ecrirons un r´egime dans lequel les atomes arrivent dans le pi`ege dipolaire un par un. De plus, on est capable de les observer directement sur la photodiode ou sur la cam´era CCD et, contrairement au chapitre pr´ec´edent, on connaˆıt, en temps r´eel, le nombre d’atomes pr´esents dans le pi`ege dipolaire. Dans un premier temps, nous ´etudierons quels param`etres nous ont permis d’obtenir un tel r´egime. Ensuite, nous mettrons en ´evidence un effet tr`es important du terme de collisions `a deux corps, responsable d’une auto-limitation dans le taux de remplissage du pi`ege dipolaire, interdisant de capturer plus d’un atome `a la fois. Nous pr´esenterons alors un mod`ele simple qui prend en compte ce ph´enom`ene, avant de v´erifier, exp´erimentalement, ses pr´edictions sur la statistique du nombre d’atomes ou sur la dur´ee de vie du pi`ege dipolaire.

Dans ce r´egime de faible chargement, nous ´evaluerons ´egalement certaines propri´et´es ca- ract´eristiques du pi`ege dipolaire, comme sa dur´ee de vie en l’absence de m´elasse ou encore sa temp´erature. Pour finir, nous d´ecrirons la r´ealisation d’un second pi`ege dipolaire, dont les caract´eristiques sont identiques au premier, et discuterons des perspectives qu’ouvre ce nouveau dispositif.

5.1

Passage au r´egime “ atome unique ”

Au chapitre pr´ec´edent, nous avons montr´e que le nombre moyen d’atomes dans le pi`ege dipolaire ´etait de l’ordre de un `a dix. En limitant le taux de chargement et en augmentant le taux de comptage par atome, nous montrerons qu’il est possible de r´esoudre, en tant r´eel, l’arriv´ee et le d´epart des atomes dans le pi`ege dipolaire. Nous mettrons ´egalement en ´evidence une auto-limitation du taux d’occupation du pi`ege dipolaire, c’est-`a-dire qu’il semble impossible, avec notre r´esolution temporelle, de capturer plus d’un atome dans le pi`ege.