Mise en évidence de la cohérence du doublement de la

Le doublement de la probabilité de retour est un phénomène d’interférence quantique. Si on augmente le nombre de photons émis spontanément par les atomes,

CHAPITRE 1. KICKED ROTOR ET CBS 36 on augmente la décohérence du système. On devrait à priori observer une réduc- tion de la contribution du doublement de la probabilité de retour.

(a) Superposition de deux distributions en impulsion d’atomes issues d’un MOT ayant inté- ragi avec et sans pulse de faisceau "decohéreur" (courbes expérimentales). La courbe bleu correspond à 0 photons moyens absorbés et la courbe rouge à 2.5 photons moyens absorbés

(b) Courbe de calibration représentant le nombre moyen de photons émis par atome en fonc- tion de la durée du pulse du faisceau décohéreur (courbe expérimentale). Cette courbe a l’al- lure linéaire attendu.

CHAPITRE 1. KICKED ROTOR ET CBS 37 Pour pouvoir caractériser l’émission spontanée des atomes, on envoie un pulse de faisceau laser proche de résonance avec la transition des atomes. Ces atomes vont être excités lors de l’absorption puis vont se désexciter en cédant un photon par émission spontanée. Expérimentalement, on extrait une partie d’un faisceau laser utilisée pour le refroidissement (cf partie 1.3.1). On fait passer ce faisceau dans un AOM pour pouvoir contrôler son intensité et la durée du pulse. On l’in- jecte alors dans une fibre qui l’amène dans l’axe vertical du nuage d’atomes froids. J’ai participé à la mise en place de ce faisceau "décohéreur" en faisant notamment l’alignement du faisceau, l’injection dans la fibre optique et le réglage de l’AOM. Nous travaillons avec une intensité constante et faisons varier la durée du pulse dé- cohéreur pour faire varier le nombre moyen de photons émis spontanément. Une fois le faisceau mis en place, nous l’avons calibré pour connaitre exactement le nombre moyen de photons absorbés par atome. Pour ce faire, on envoie un pulse sur les atomes du MOT et on regarde comment la distribution en impulsion des atomes se décale (figure 1.2.8a). En effet, le faisceau étant orienté verticalement, chaque absorption va transmettre une impulsion aux atomes de ¯hk dans le sens du faisceau. En connaissant le décalage en impulsions on déduit le nombre moyen de photons absorbés. On obtient alors la courbe de calibration de la figure 1.2.8b.

On effectue alors une expérience avec 2.5 photons émis en moyenne par atome et on regarde l’évolution de la contribution du doublement de probabilité pour la classe d’atomes d’impulsion nulle. Pour ce faire on a représenté l’évolution de Π0 en fonction du nombre de kicks dans la figure (1.2.9a).

On observe que la contribution du doublement de probabilité représenté par l’amplitude des pics entre kicks pairs et kicks impairs diminue brutalement au moment de l’apparition du pulse décohéreur au 21i`emekick. De même le contraste introduit dans la section 3.1 tracé sur la figure 1.2.9b permet d’observer cette impacte du faisceau décohéreur . Ces résultats expérimentaux permettent de vé- rifier que le doublement de la probabilité de retour est un phénomène affecté par la décohérence. Pour étudier ce phénomène dans de meilleures conditions expé- rimentales, il faudrait diminuer la décohérence. L’utilisation d’un condensat de Bose Einstein serait une bonne solution puisque la décoherence y est très faible.

Conclusion

A l’aide de la méthode du rotateur Pulsé avec saut de phase, nous avons pu ob- server expérimentalement et de façon inédite, la contribution du doublement de la probabilité de présence dans le cadre du rotateur Pulsé. Nous avons vu l’effet de la

CHAPITRE 1. KICKED ROTOR ET CBS 38 décohérence sur ce phénomène grâce à un faisceau décohéreur. De plus les simula- tions numériques ont montré l’impact de la largeur de la distribution en impulsion initiale sur l’amplitude du pic à observer. Le piège magnéto-optique de Cesium arrive à la limite des ses possibilités expérimentales pour les deux raisons prin- cipales citées ci-dessus, c’est-à-dire la décohérence significative de l’expérience et la largeur de la distribution en impulsion initiale. Une solution qui permettrait de répondre à ces deux problématiques et ainsi étendre le champ de recherche du rotateur Pulsé dans le cadre des atomes froids dans l’espace des impulsions se- rait l’utilisation d’un condensat de Bose Einstein. La production d’un dispositif permettant de produire un condensat de Bose Einstein de Potassium est le travail principal de ma thèse et est développée dans le chapitre suivant.

CHAPITRE 1. KICKED ROTOR ET CBS 39

(a) Evolution de Pi0en fonction du nombre de kicks pour des atomes ayant intéragi avec le

pulse décohéreur au 21ieme` _{kick (courbe expérimentale)}

(b) Evolution du contraste en fonction du nombre de kicks pour des atomes ayant intéragi avec le pulse décohéreur au 21i`emekick (courbe expérimentale)

FIGURE1.2.9: Courbes expérimentales montrant l’impacte de la décohérence sur

Chapitre 2

Vers la Condensation de Bose

Einstein du Potassium 41

CHAPITRE 2. VERS LA CONDENSATION DE BOSE EINSTEIN DU POTASSIUM 4141

2.1

Introduction

Dans la partie précédente, nous avons étudié le modèle du rotateur pulsé sans interactions. Néanmoins, dans les systèmes de la matière condensée, la physique de la localisation d’Anderson est très souvent plus complexe. En effet, les inter- actions peuvent influencer significativement la physique de la localisation faible (étudiée dans le Chapitre 1) tout comme celle de la localisation forte (d’Ander- son). Durant les quatre dernières années, l’étude du rôle des interactions en pré- sence du désordre a mené, entre autres, à un sujet complètement nouveau et sur- prenent : la localisation à N corps [41, 42, 43]. L’objectif de l’équipe est de conti- nuer le travail de recherche sur la thématique du Rotateur Pulsé en y ajoutant un nouvel ingrédient : les interactions contrôlables grâce aux résonances de Fesh- bach.

L’expérience “historique” de l’équipe utilisant un MOT de Césium, ne permet pas le contrôle des interactions à partir des résonances de Feshbach car la den- sité des atomes dans le nuage est trop faible. Pour y arriver il faudrait arriver à la condensation de Bose Einstein toutefois, le Césium est un des alcalins les plus difficiles à condenser. L’équipe a donc choisi de condenser le Potassium car il n’est pas difficile à condenser et possède des résonances de Feshbach dont l’ex- ploitation est commode. Enfin, le condensat permet d’avoir une distribution en impulsion initiale beaucoup plus étroite que pour un MOT et un taux de décohé- rence significativement plus faible.

Ce chapitre a pour objectif d’expliquer le choix du Potassium 41, ses proprié- tés et, les choix techniques de l’équipe pour les différentes phases de refroidisse- ment. Dans ce chapitre, il est question d’établir un cahier des charges du système lasers développé dans le chapitre 3.