Optimisation du branchement du piège dipolaire à haute puissance 173

La phase de compression qui constitue la dernière étape représentée sur la figure6.6

n’a été mise au point que lorsque nous avons disposé du laser de

40 W

de puissance. Nous nous attendions ainsi à piéger au moins deux fois plus d’atomes. Cependant, le changement de laser s’est traduit dans un premier temps par une diminution de moitié du nombre d’atomes transférés du PMO au piège dipolaire croisé.

Plusieurs hypothèses peuvent être avancées pour expliquer cette diminution. L’aug-mentation de la densité atomique lors du chargement du piège à haute puissance, alors même que les faisceaux de refroidissement sont encore allumés, peut être à l’origine d’une augmentation des collisions assistées par la lumière, et détériorer l’efficacité du chargement. Le surplus d’intensité lumineuse dans le cas du laser de

40 W

peut éga-lement être responsable d’un déplacement lumineux trop important pour permettre le bon fonctionnement des phases de refroidissement du chargement. L’évolution de la densité atomique dans le piège dipolaire croisé nous a conduits à nous intéresser plus particulièrement au processus d’accumulation des atomes au centre de celui-ci.

Pour comprendre ce problème, il est utile de bien analyser le processus de charge-ment des atomes dans le piège. Nous pouvons distinguer deux zones de capture dans le piège dipolaire croisé. D’une part, la zone de croisement des faisceaux, qui possède un volume de l’ordre de

(40 µm)

³

≃ 10

5

µm

³, soit un volume bien plus faible que le PMO (

∼ 0.2 mm

3). D’autre part, le reste des faisceaux, qui constituent ce que nous appelle-rons les bras du piège, et qui s’étendent sur tout le PMO sans changer significativement de taille transverse. En effet, pour la focalisation que nous utilisons, la longueur de Rayleigh

z

_R des faisceaux vaut

4.5 mm

, ce qui est bien supérieur à la taille du PMO. Le volume du PMO éclairé par les bras est ainsi

∼ 2 × 10

6

µm

3. Ces derniers conservent une profondeur de l’ordre de la moitié de la profondeur au croisement, avec une fré-quence de piégeage longitudinale (

ω

//) beaucoup plus faible (voir §6.2.1). La dynamique de capture est alors la suivante : outre les atomes directement capturés dans la zone de piégeage centrale, des atomes sont également capturés dans les bras, et se concentrent

174 Ch. 6. ATOMES DE SODIUM DANS UN PIÈGE DIPOLAIRE OPTIQUE Temps [s] Densit ´eo p ti q u e au ce n tr ed u p i`eg e 0 5 10 15 20 25 30 0 0.5 1 1.5 2 2.5 11.5 W 19 W 26.5 W 38 W topt Γ^el × topt

Puissance du laser de pi´egeage [W]

Γ^el /ω z 0 10 20 30 40 0 10 20 30 40 0 0.2 0.4 0.6 0.8 0 200 400 600

b.

a.

c.

Γ^el /ω //

FIGURE6.7. (a) Accumulation des atomes au centre du piège dipolaire en fonction du temps, pour différentes

puissances du laser de piégeage. Un ajustement de la formea(x − b) exp(−t/τ⊗) est effectué pour prendre en compte la phase d’accumulation d’une part et la durée de vie des atomes dans le piège d’autre part. L’origine des temps correspond à la fin de la séquence de chargement (sans compression). Le tempstoptest le temps au bout duquel la densité optique est maximale. En fonction des paramètres de l’ajustement, il vauttopt= τ⊗+b. (b) Produit du taux de collisions élastiquesΓeldans les bras du piège par le tempstopten fonction de la puissance du laser de piégeage. (c) Rapport entreΓelet la fréquence axiale de piégeageω//en fonction de la puissance du laser de piégeage.

ultérieurement par évaporation dans la zone centrale du piège. Il y a donc accumulation des atomes initialement contenus dans les bras vers le centre au fur et à mesure que la température diminue, ce qui permet de piéger nettement plus d’atomes que ceux qui se trouvent initialement dans le volume central du piège dipolaire croisé.

Cependant, ce mécanisme peut être freiné si le taux de collision devient trop impor-tant. En effet, il est alors possible de se rapprocher du régime collisionnel hydrodyna-mique dans la direction axiale des bras, faiblement confinante. Ce régime correspond à la situation

Γ

_el

/ω

//

≫ 1

[193], où

Γ

_el est le taux de collisions élastiques et

ω

// la fré-quence axiale dans un bras donné. Cela revient à dire que le libre parcours moyen d’un atome le long du bras devient plus faible que l’extension spatiale du gaz dans la direction axiale. Dans un tel régime collisionnel, la thermalisation s’effectue difficilement dans la direction longitudinale, et la migration des atomes des bras vers le centre est compro-mise [194]. En effet, les collisions sont trop fréquentes : après une première collision censée laisser un atome froid pouvant être capturé au centre du piège, ce dernier peut subir une seconde collision avant d’avoir atteint le centre. Cela peut nuire à l’accumu-lation des atomes au centre du piège. Pour déterminer le régime collisionnel dans lequel nous nous trouvons dans notre expérience, nous avons observé le nombre d’atomes au centre du piège, en fonction de la puissance du laser de piégeage [Fig.6.7(a)]. Pour

obte-nir ces mesures, le piège dipolaire est allumé à puissance constante au cours du temps, l’origine des temps étant prise à la fin de la phase de mélasse. La mesure est réalisée pour différentes valeurs de la puissance du piège, et l’on constate que l’augmentation de

6.4. CAPTURE DES ATOMES DANS LE PIÈGE DIPOLAIRE 175 Temps [s] Nomb re d’atomes pi ´eg ´es N^⊗ 0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 (a) (b) (c) N om br es d ’a tom es N^⊗ × 10⁵

FIGURE 6.8. Mise en évidence de l’effet de la compression. Trois expériences sont réalisées, où l’on trace le

nombre d’atomes dans le piègeN⊗au cours du temps, l’origine des temps étant prise après la phase de “PMO froid”. (a) : Une compression est réalisée, en augmentant linéairement la puissance du laser de piégeage entre 13 W et 36 W en 500 ms. (b) : La puissance du laser est maintenue constante à 13 W. (c) : La puissance du laser est maintenue constante à36 W. La ligne pointillée marque la fin de la rampe de compression.

la puissance constitue un frein à l’accumulation des atomes au centre du piège. Ainsi, si une telle accumulation a lieu à une puissance modéré de

∼ 12 W

, avec une aug-mentation de la densité optique au centre du piège par un facteur

2

jusqu’à un temps

t

_opt, elle est de plus en plus inhibée lorsque la puissance augmente, jusqu’à disparaître quasi-intégralement à la puissance maximale de notre laser. On peut tracer la quantité

Γ

_el

× t

opt en fonction de la puissance du laser de piégeage [Fig. 6.7 (b)]. Cette quantité

nous renseigne sur l’efficacité de la thermalisation et de l’accumulation des atomes au centre du piège. Ici, plus le taux de collisions est important, plus la constante de temps de l’accumulation augmente. Si l’on trace le paramètre

Γ

_el

/ω

// en fonction de la puis-sance laser [Fig. 6.7 (c)], on constate que celui-ci atteint une valeur significativement

inférieure à

1

. Le régime hydrodynamique ne semble donc pas être atteint. Ainsi, l’inhi-bition de l’accumulation des atomes dans le centre du piège est plus probablement due à un chargement initial moins efficace pendant la phase de refroidissement laser, qui conduit à une température du gaz piégé plus importante, avec une fraction plus faible des atomes dans le centre du piège croisé. Cette inhibition de l’accumulation des atomes est visible sur les images du piège car la densité atomique dans les bras demeure signi-ficative au cours du temps, tandis qu’à basse puissance on n’observe plus que le nuage central. Il est donc impossible de profiter de la puissance supplémentaire offerte par le laser de

40 W

dans cette configuration.

Pour remédier à cela, nous avons ajouté à la séquence de capture une étape de com-pression (voir Fig.6.6). Nous procédons aux phases de PMO-DT et de mélasse avec une profondeur modérée du piège, correspondant à une puissance de

13 W

du laser, qui permet l’accumulation des atomes dans la zone centrale. A la fin de ces deux phases, la puissance du laser de piégeage est amenée à sa valeur maximale de

36 W

par une rampe linéaire, et l’on observe alors une augmentation constante du nombre d’atomes

s’accu-176 Ch. 6. ATOMES DE SODIUM DANS UN PIÈGE DIPOLAIRE OPTIQUE

t=100 ms t=300 ms t=600 ms

FIGURE 6.9. Images par absorption du piège dipolaire en trois temps de l’expérience rapportée sur la fi-gure6.8(a). Une compression est effectuée en augmentant linéairement la puissance du laser de piégeage en 500 ms. On observe l’accumulation des atomes dans la zone centrale du piège dipolaire croisé. Cette compression permet donc l’accumulation des atomes tout en utilisant la puissance maximale du laser de piégeage.

mulant au centre du piège, ceux-ci étant “poussés” par l’augmentation de la fréquence de piégeage axiale. Ce phénomène est mis en évidence sur la figure6.8. Les configura-tions notées (b) et (c) représentent des séquences sans compression, où la puissance est

maintenue constante respectivement à

13 W

et

36 W

. Le nombre d’atomes capturés est alors deux fois moindre à la puissance maximale. En revanche, dans la configuration (a), les atomes sont capturés avec

13 W

, puis la puissance est augmentée linéairement à

36 W

en

500 ms

. Le nombre d’atomes capturés au centre du piège augmente alors en suivant cette rampe, pour atteindre un niveau de

∼ 4 × 10

⁵ atomes, soit quatre fois plus que ce qui est obtenu en capturant directement à la puissance maximale. Partant d’un PMO de

∼ 2 × 10

⁷ atomes, cela signifie que

2%

des atomes sont transférés. Si l’on effectue le rapport entre le volume du PMO éclairé par les bras du piège et le volume total du PMO, on retrouve cet ordre de grandeur. Cette séquence permet donc de captu-rer au centre du piège la quasi-totalité des atomes initialement présents dans les bras. Cette capture a lieu avec une puissance laser élevée, en contournant le problème de l’inhibition de la migration des atomes vers le centre. La compression occasionnée par l’augmentation de la puissance du laser de piégeage permet l’accumulation des atomes des bras dans le centre. Ainsi, des images du piège prises à différents temps pendant une rampe de compression de

500 ms

sont visibles sur la figure 6.9. On observe bien l’accumulation des atomes en son centre.

Signalons enfin que nous avons constaté que cette compression, si elle est effectuée trop rapidement, peut échauffer les atomes outre mesure. Une compression sur une durée de

2 s

(contre

0.5 s

sur la figure 6.8) a ainsi été choisie, elle demeure rapide tout en maintenant la température des atomes minimale.

6.5 Refroidissement par évaporation dans le piège croisé

Après cette phase de chargement, une mesure de l’expansion du nuage en temps de vol conduit à une température de

T ∼ 110 µK

, largement plus importante que la température critique de condensation. En effet, la densité dans l’espace des phases du

6.5. REFROIDISSEMENT PAR ÉVAPORATION DANS LE PIÈGE CROISÉ 177

nuage n’est alors que de l’ordre de

D∼ 10

−4. Il s’agit maintenant d’abaisser la profon-deur du piège selon une rampe optimisée pour forcer la poursuite du refroidissement par évaporation.

Dans le document Condensat de Bose-Einstein de sodium dans un piège mésoscopique (Page 174-178)