2.2.1
Le jet atomique et le ralentisseur Zeeman
Nous produisons, `a partir d’un four `a 420 K environ, un jet atomique de Rubidium qui s’´echappe dans l’enceinte primaire. Pour am´eliorer le flux sur l’axe, nous le collimatons `a l’aide d’une m´elasse transverse quasi-r´esonante avec la transition | F = 2i →| F0 = 3i, assist´ee d’un repompeur (figure 2.2). Ce jet entre ensuite `a l’int´erieur d’un sol´eno¨ıde, dont le champ magn´etique compense l’effet Doppler et maintient une partie importante de la distribution en vitesses en r´esonance avec un laser contra-propageant au jet atomique, d´esaccord´e de 133 MHz sur le rouge de la transition | F = 2i →| F0 = 3i (figure 2.2). A cause de la pression de radiation exerc´ee par ce laser sur les atomes [108], le jet atomique est ralenti et amen´e quasiment `a l’arrˆet au niveau de la cellule en verre, o`u se trouve le pi`ege magn´eto-optique. Dans sa th`ese [39], V. Boyer discute en d´etails le fonctionnement de ce ralentisseur, en particulier l’utilisation de deux sol´eno¨ıdes invers´es pour diminuer la puissance Joule dissip´ee dans le ralentisseur et annuler le champ au niveau du PMO. Aussi, nous renvoyons le lecteur `
a son manuscrit pour plus de pr´ecisions. Les atomes ralentis arrivent dans la cellule en verre avec une vitesse longitudinale d’environ 50 m/s. Un pi`ege magn´eto-optique (PMO) les
capture et constitue la premi`ere ´etape vers la condensation.
2.2.2
Le Pi`ege magn´eto-optique
En combinant un champ magn´etique de type quadrupole sph´erique (cr´e´e par deux bobines en configuration anti-Helmoltz) et trois paires de faisceaux deux-`a-deux contra-propageants et polaris´es σ±, on obtient `a la fois une force de rappel vers le point o`u le champ magn´e- tique s’annule et une force de friction. Pour des vitesses atomiques ´elev´ees, la friction trouve son origine dans l’effet Doppler, qui rend l’interaction avec la lumi`ere sensible `a la vitesse atomique. Ce m´ecanisme cesse d’ˆetre efficace pour des temp´eratures de l’ordre de la largeur naturelle de la transition ~Γ/kB ∼ 100 µK, et il est relay´e par des m´ecanismes de refroidisse-
ment Sisyphe, qui mettent en jeu la structure des ´etats fondamentaux et des ph´enom`enes de pompage optique [114]. Le coefficient de friction « sub-Doppler » est bien plus ´elev´e que celui associ´e au m´ecanisme Doppler, alors que le taux de chauffage est sensiblement ´equivalent dans les deux cas. Dans ces conditions, on comprend qu’il soit possible d’atteindre des tem- p´eratures notablement plus basses, id´ealement limit´ees par le caract`ere al´eatoire du recul dˆu `
a l’´emission spontan´ee. Le PMO utilis´e dans notre exp´erience fonctionne sur la « transition cyclante » | F = 2i →| F0 = 3i de la raie D2 (figure 2.2). Les lasers de pi´egeage ont un rayon d’environ 1 cm, pour une puissance de 2 mW par faisceau, et ils sont d´esaccord´es de - 15 MHz. Plutˆot que des faisceaux r´etror´efl´echis, on utilise six lasers ind´ependants pour ´eviter les effets d’absorption qui existent dans les nuages denses. Par ailleurs, une excitation non r´esonante vers | F0 = 2i est possible, permettant la d´esexcitation vers | F = 1i. Pour que le PMO fonctionne correctement, il faut compenser cet effet par l’ajout d’un repompeur qui ram`ene les atomes sur la transition cyclante (figure 2.2).
2.2.3
La phase de compression et la m´elasse
Dans un PMO, `a partir d’un certain nombre d’atomes, la dynamique est fortement affect´ee par des effets collectifs li´es `a la diffusion multiple de photons (voir les r´ef´erences [109, 110, 115, 116] pour des ´etudes d´etaill´ees des ph´enom`enes d´ecrits dans ce paragraphe). En fait, ce n’est que pour un tr`es faible nombre d’atomes (. 104) qu’on peut consid´erer le nuage comme une collection d’atomes ind´ependants soumis `a une force combin´ee de rappel et de friction. Quand le nombre d’atomes, la densit´e et le rayon augmentent, le nuage devient opaque pour la lumi`ere de pi´egeage et un photon r´e´emis spontan´ement peut alors ˆetre absorb´e par un autre atome avec une probabilit´e ´elev´ee. Du point de vue des atomes, le coefficient de diffusion en impulsion augmente, alors que la friction nette diminue : ces deux effets conduisent `a une temp´erature plus ´elev´ee3. A l’´echelle du nuage, cela donne lieu `a une force r´epulsive qui sature la densit´e autour d’une valeur typique de 1010 at/cm3. En pi`egeant plus d’atomes, le
volume du nuage augmente `a densit´e constante. Quand le nombre d’atomes devient ´elev´e (autour de 108− 109), le nuage acquiert une structure bimodale, avec un coeur dense et un
halo p´eriph´erique de plus faible densit´e.
3Dans [116], la loi empirique T [µK]≈ 1.2N1/3Ω
R/δL est constat´ee sur des atomes de C´esium, avec ΩR la
Ces limitations sont r´edhibitoires pour charger efficacement un pi`ege magn´etique avec un taux de collision ´elastique ´elev´e. Aussi, nous utilisons une phase de compression (« DarkS- POT », pour Dark SPontaneous force Optical Trap). Cette technique, mise au point par le groupe du MIT sur un PMO de Sodium [117], m´enage une zone sans repompeur au centre du PMO : les atomes y sont pomp´es dans un ´etat noir, et la diffusion de lumi`ere est sup- prim´ee. Autour de cette zone, le PMO agit `a plein et continue de refroidir les atomes qui diffusent hors de la r´egion centrale. Dans notre exp´erience, cette technique est impl´ement´ee en imageant un cache (de diam`etre 2 mm environ) sur le centre du pi`ege `a l’aide des quatre faisceaux repompeurs situ´e dans le plan horizontal (« repompeur lat´eral »). Les deux autres faisceaux repompeurs (« repompeur vertical ») sont superpos´es aux faisceaux verticaux. Ils ne sont pas masqu´es, car ils sont utilis´es pour am´eliorer le chargement du PMO, et coup´es avant la phase de compression. Pour le Rubidium, cette technique de compression est moins efficace que pour le Sodium [117] : les niveaux hyperfins dans l’´etat excit´e sont plus ´ecart´es et la probabilit´e de d´epompage est plus faible. Aussi, on ajoute finalement pendant un temps court (20 ms) un faisceau de diam`etre adapt´e `a la zone sombre (d´eriv´e du laser ralentisseur) qui d´epompe les atomes vers F = 1 (« Ultra-Dark SPOT »). Cette phase est en fait tr`es effi- cace pour augmenter la densit´e : on gagne typiquement un ordre de grandeur, pour atteindre environ 1011at/cm3.
A la fin de la compression, la temp´erature est encore trop ´elev´ee (plusieurs centaines de µK) pour charger (et comprimer) efficacement le pi`ege magn´etique. Aussi, on a recours `a une phase de refroidissement par m´elasse sub-Doppler en coupant le champ magn´etique du PMO et en d´esaccordant le laser pi`ege par plusieurs largeurs naturelles. Le nuage n’est plus pi´eg´e et il s’´etale significativement pendant la dur´ee typique (6 ms) de la phase de m´elasse. Pour optimiser le refroidissement obtenu contre la perte en densit´e (voir Figure 2.3), cette dur´ee est ajust´ee en maximisant la densit´e optique d’un pi`ege magn´etique, comme nous le verrons plus en d´etails par la suite.