Gaz quasi-2D dans le pi`ege habill´e

Dans notre exp´erience, nous tirons parti de l’anisotropie naturelle du pi`ege

quadru-polaire habill´e et de sa souplesse pour produire des nuages fortement confin´es dans la

direction z. Comme nous l’avons discut´e au §4.2.3, une mani`ere efficace d’accentuer

l’anisotropie du pi`ege est d’augmenter simultan´ement le gradient magn´etique et la

fr´e-quence rf. Si le changement est proportionnel pour les deux quantit´es et est r´ealis´e `a

couplage constant

5

, le rayon du pi`ege reste constant. Cela r´esulte en une augmentation

de la fr´equence verticale sans changer les fr´equences horizontales, le rapport des

fr´e-quences variant comme 1/b

′

. Le nuage est alors simplement comprim´e dans la direction

verticale, et pour cette raison nous appelons cette proc´edure la «compression».

La proc´edure de compression est appliqu´ee une fois les atomes transf´er´es dans le

pi`ege habill´e de d´epart `aω

rf

= 2π×1,2 MHz etb

′

= 55,4 G·cm

−1

, comme cela est d´ecrit

dans la partie §4.3.1. En pratique, le rayon du pi`ege n’est pas toujours gard´e constant

pendant la compression, et cela pour deux raisons. La premi`ere est la possibilit´e

d’ex-ploiter une vari´et´e de pi`eges `a gradient magn´etique maximal b

′

= 216 G·cm

−1

sans

nous limiter `a ω

rf

= 2π×4,7 MHz. La deuxi`eme raison est technique : pour assurer le

suivi du spin atomique lors d’une rampe discr`ete sur ω

rf

, le saut de fr´equence ne doit

pas exc´eder 400 Hz. Or le nombre de points de m´emoire produits par le synth´etiseur

responsable de la rampe d’habillage (chargement et compression) est fix´e `a 2×10

4

, et

cela nous am`ene `a limiter la dur´ee de la rampe de compression

6

`a 100 ms. Cependant,

nous avons constat´e exp´erimentalement que le nuage atomique est moins excit´e apr`es

la compression si la rampe sur le gradient magn´etique dure au moins 300 ms. C’est

pourquoi la rampe sur la fr´equence rf est plus courte et se termine avant celle sur le

gradient magn´etique.

On peut atteindre des fr´equences d’oscillation tr`es grandes dans le pi`ege habill´e

comprim´e `a gradient maximal. Pour une fr´equence rf de 2,336 MHz, on obtient ν

z

=

1,93±0,01 kHz — mesur´ee par excitation dipolaire comme d´ecrit au§4.3.2.2et corrig´ee

de l’amplitude d’oscillation — voir figure 4.8(a). Une spectroscopie du pi`ege donne

Ω0 = 27,7±0,1 kHz, figure 4.8(b). En utilisant la formule (4.11c) avec cette valeur de

fr´equence de Rabi, on obtient ν

z

= 1,950±0,004 kHz qui est en bon accord avec la

mesure exp´erimentale directe. Comme la mesure de la fr´equence verticale peut d´ependre

de l’amplitude d’oscillation (effets d’anharmonicit´e), nous faisons confiance plutˆot `a la

d´etermination de la fr´equence de Rabi par spectroscopie suivie du calcul de ν

z

par

l’´equation (4.11c). La fr´equence radiale pour ce pi`ege calcul´ee `a partir de l’´equation

(4.16a) est ν

r

= 27 Hz.

Une compression adiabatique du nuage est accompagn´ee d’une augmentation de

temp´erature. Pour la limiter, on applique un couteau d’´evaporation 64 kHz au-dessus

de la fr´equence d’habillage pendant l’´etape de compression. Cela conduit `a un

refroi-dissement par ´evaporation et nous permet de pr´eparer de nuages d´eg´en´er´es quasi-purs

contenant typiquement 2 ×10

4

atomes, voir la figure 4.9. La valeur du couteau

d´e-5. En pratique, une l´eg`ere diminution du couplage accompagne l’augmentation de la fr´equence rf,

ce qui va dans le sens de rendre encore plus anisotrope le pi`ege.

6. L’intervalle de temps entre deux points est constant, et la dur´ee de la rampe de chargement est

de 300 ms.

4.4 Production d’un gaz quasi-2D 97

Figure 4.8 – (a) Oscillation dipolaire selon z dans le pi`ege habill´e comprim´e,

mesur´e apr`es 25 ms de temps de vol. Chaque point est la moyenne de trois

mesures, et les barres d’erreur estiment l’incertitude statistique. Les donn´ees

exp´erimentales sont ajust´ees `a une courbe sinuso¨ıdale, ligne rouge, qui donne

1,88±0,01 kHz. Des donn´ees similaires ont ´et´e prises `a plusieurs amplitudes

d’oscillation, conduisant `aν

z

= 1.93±0.01 kHz, valeur corrig´ee pour une

ampli-tude nulle. (b) Spectroscopie rf du pi`ege quadrupolaire habill´e dans les mˆemes

conditions. La ligne rouge est un ajustement lorentzien des donn´ees, dont on

d´eduit la fr´equence de Rabi Ω0 = 2π×27,7±0,1 kHz.

(a) : Dipolar oscillation alongz in the compressed trap, measured after a 25-ms

time-of-flight. Each point is the average of three measurements and the error bars estimate

the statistical uncertainty. The solid line is a sinusoidal fit to the experimental data

and gives 1.88±0.01 kHz. Similar data taken with different oscillation amplitudes

yield an oscillation frequency of ν

_z

= 1.93±0.01 kHz, corrected for the oscillation

amplitude. (b) rf spectroscopy in the dressed quadrupole trap in the same conditions.

The solid line is a Lorentzian fit to the data. From this measurement we deduce a

Rabi coupling of Ω

₀

= 2π×27.7±0.1 kHz.

termine la temp´erature du gaz et peut ´evidemment ˆetre ajust´ee. Avec les param`etres

mentionn´es et en utilisant la formule (1.16) pour calculer le potentiel chimique 3D, on

obtient µ

3D

/(~ω

z

) = 0,55. On rentre dans le r´egime quasi-2D. Le calcul du potentiel

chimique 2D par la formule (1.17) donne µ

2D

/(~ω

z

) = 0,37.

La figure4.9pr´esente l’image par absorption du gaz dans le pi`ege habill´e comprim´e

avec les param`etres donn´es plus haut. L’image est prise apr`es un temps de vol de 25 ms,

le faisceau d’imagerie est align´e avec la direction y. `A partir de cette image, nous

pouvons mesurer le nombre total d’atomes, la temp´erature et la fraction coh´erente.

Apr`es l’expansion, le nuage pr´esente une distribution bimodale. Le pic coh´erent est

tr`es anisotrope : le profil de densit´e exhibe une forme Thomas-Fermi dans le plan

horizontal et gaussien dans la direction verticale, `a cause du confinement du gaz dans

l’´etat fondamental transverse.

La temp´erature obtenue en ajustant le gaz thermique avec une gaussienne est de

112 nK, telle quek

B

T /(~ω

z

) = 1,2. Le gaz thermique n’est pas vraiment bidimensionnel

Figure 4.9 – (a) Image par absorption horizontale du gaz lib´er´e du pi`ege

quadrupolaire habill´e comprim´e apr`es 25 ms de temps de vol. Les fr´equences

du pi`ege sont ω

r

= 2π ×27 Hz et ω

z

= 2π× 1.93 kHz. Le profil de densit´e

est ajust´e par le produit d’une gaussienne et d’un profil Thomas-Fermi int´egr´e

selon y, l’orientation du nuage ´etant un param`etre libre de l’ajustement. Une

fraction thermique r´esiduelle est aussi prise en compte avec une autre

distri-bution gaussienne. (b), (c) : Profils de densit´e et ajustements int´egr´es selon x

et z, respectivement. Le profil horizontal de la fraction coh´erente est une

pa-rabole int´egr´ee, et vient du profil initial 2D Thomas-Fermi dans le pi`ege. Le

profil vertical est gaussien, les atomes ´etant initialement confin´es dans l’´etat

fondamental selon z.

(a) Horizontal absorption imaging of the atomic cloud released from the strongly

confined dressed quadrupole trap, after a 25-ms time-of-flight. The trap frequencies

areω

_r

= 2π×27Hz andω

_z

= 2π×1.93 kHz. The density profile is fitted by the product

of a Gaussian with an integrated Thomas-Fermi profile, the cloud orientation being

a free fit parameter. A background thermal fraction is also taken into account with

another Gaussian distribution. (b), (c) : Integrated density profiles and integrated

two-dimensional fits along the x andz directions, respectively. The horizontal profile

of the coherent fraction is an integrate parabola, and originates from the initial

two-dimensional parabolic Thomas-Fermi profile in the trap. The corresponding integrated

z-profile is Gaussian, the atoms being initially confined to the vertical ground state

of the anisotropic trap.

4.4 Production d’un gaz quasi-2D 99

profondeur du pi`ege avec le couteau. Cela am`ene `a des nuages sans fraction thermique

d´etectable. Dans ce cas, la temp´erature peut ˆetre estim´ee en extrapolant des mesures

de la temp´erature en fonction de la profondeur du pi`ege, comme nous le ferons dans le

prochain chapitre.

Figure 4.10 – Taille rms verticale du gaz quasi-2D, lib´er´e d’un pi`ege tr`es

anisotrope, en fonction du temps de vol. Chaque point exp´erimental correspond

`a la moyenne de la taille rms sur trois mesures, avec les barres d’erreur indiquant

l’incertitude statistique. Les donn´ees sont compar´ees avec l’expansion de l’´etat

fondamental de l’oscillateur harmonique (courbe bleue en tirets), et avec le

mod`ele hybride de la r´ef´erence [81] (courbe rouge pleine).

Vertical rms size of the expanding quasi two-dimensional gas released from the

stron-gly anisotropic trap. Each experimental point (dots) gives the rms size averaged over

three shots, with the statistical uncertainty indicated by the error bars. The points are

compared with the expansion of the ground state of the harmonic oscillator (dashed

blue line) and with the scaling model of Ref. [81] (solid red line).

Dans le r´egime quasi-2D, l’expansion du gaz peut ˆetre d´ecrite analytiquement en

utilisant un ansatz hybride gaussien-parabolique [81]. `A tout instant, le profil du gaz

est restreint `a une forme parabolique dans le plan radial et `a une gaussienne selon la

direction tr`es confin´ee z. Nous avons analys´e le comportement de la taille rms verticale

apr`es temps de vol d’un gaz d´eg´en´er´e quasi-pur contenant 10

4

atomes `a 126 nK, voir

la figure 4.10. La fr´equence verticale du pi`ege utilis´e a ´et´e augment´ee jusqu’`a 2,4 kHz

par diminution de la fr´equence de Rabi `a 18,3 kHz. La fr´equence d’habillage ´etait de

3 MHz, et la fr´equence d’oscillation radiale 24,6 Hz. Avec ces param`etres, on a k

B

T ≃

~ω

z

et µ

2D

/(~ω

z

) = 0,20. La taille rms selon z est compar´ee `a l’expansion d’un gaz

id´eal dans l’´etat fondamental de l’oscillateur harmonique vertical et `a la taille rms

donn´ee par l’expansion d’un ansatz gaussien. Nos donn´ees s’accordent bien avec le

seulement `a des petites valeurs de temps de vol, o`u la grande densit´e atomique sature

l’absorption au centre du nuage et conduit `a une surestimation syst´ematique de la taille

rms.

Dans le document Condensat de Bose-Einstein dans un piège habillé: modes collectifs d'un superfluide en dimension deux (Page 97-101)