Le PMO2D a été fabriqué à l’observatoire de Paris, au laboratoire du SYRTE. Comme nous l’avons vu au chapitre précédent, il est composé de deux nappes de lumière de trois faisceaux, retro-réfléchies et orthogonales entre elles. Le quadrupôle magnétique est produit par deux paires de bobines rectangulaires dont les courants sont indépendamment ajustables.
3.3. Piège magnéto-optique 2D. 95
Figure 3.13 – Cette photo a été prise depuis le hublot arrière du PMO2D. On peut y voir
en blanc les petits nuages quasiment alignés avec le trou de sortie (tache sombre). L’insert en bas à droite est une photo prise de l’autre côté du trou de vide différentiel. Le cercle vert représente la sortie du PMO2D qui n’est pas dans le plan focal.
Un troisième faisceau appelé pousseur passe par la trou de vide différentiel en direction du PMO3D.
Dans notre cas, ce système produit un jet d’atomes refroidi transversalement dont le flux
est de l’ordre de 1010atomes/s. Le réservoir de rubidium est chauffé à 50◦C et sa pression de
vapeur saturante est ∼ 10−6 mbar. Cette pression permet le chargement du PMO2D dans
lequel les atomes seront refroidis.
La polarisation et l’alignement des faisceaux incidents sont réglés sur un banc de test avant d’être installé sur la chambre à vide. L’observation de la fluorescence émise par les trois nuages du PMO2D à travers le hublot en face arrière a permis l’alignement et le réglage de la polarisation des faisceaux rétro-réfléchis. Dans un second temps nous avons ajusté la position du centre du quadrupôle en dissymétrisant le courant circulant dans les bobines du PMO2D. Nous avons vu au chapitre précédent comment avec trois alimentations de courant différentes nous contrôlions la position et les gradients du quadrupôle. Ainsi nous pouvons ajuster finement la position de l’axe des trois nuages du PMO2D par rapport au trou de sortie, ce qu’on peut voir sur la photo en figure 3.13.
Chargement du PMO3D. Le champ magnétique des bobines du PMO3D déplace le
centre du quadrupôle du PMO2D, et la position des nuages n’est plus alignée avec le trou de sortie. Les graphiques a. et b. de la figure 3.15 sont issus de simulations numériques. Nous y voyons l’effet du quadrupôle 3D sur le champ dans la cellule du PMO2D. C’est pourquoi il nous faut atténuer cette effet à l’aide d’un blindage de µmétal. Actuellement nous utilisons une plaque de µmétal verticale entre l’enceinte de vide différentiel et le PMO2D.
Le pousseur est un élément critique du chargement. Dans l’axe du PMO2D, la dispersion de vitesse des atomes est plus grande que dans les directions transversales car les faisceaux du PMO2D réduisent directement la dispersion de vitesse transverse. L’énergie cinétique dans la direction longitudinale est redistribuée dans les deux autres directions par les collisions
Figure 3.14 – Ce graphique représente la variation du nombre d’atomes dans le PMO3D à
la fin de son chargement en fonction du désaccord du laser refroidisseur en unité de Γ. Les points expérimentaux pour le 87Rb sont en rouge. Le nombre d’atomes présenté est sous-évalué par le fait que le cadre de la nouvelle imagerie ne permet l’observation que de la partie du nuage la plus proche de la surface de la puce.
élastiques, puis dissipée par le refroidissement laser. Le faisceau pousseur aligné selon cet axe, passe à travers le trou de vide différentiel vers le PMO3D. Il permet de favoriser la distribution de vitesse dans le sens du PMO3D et d’augmenter le flux d’atomes en sortie. Le montage initial a été largement modifié pour faciliter ce réglage. Pour aligner le pousseur nous visons le centre du PMO3D en observant la déplétion dans la densité du nuage du PMO3D créé par le pousseur à forte puissance. La lumière du pousseur est prélevée à l’entrée de l’amplificateur
dédié au PMO2D. Il contient les quatre fréquences repompeur et refroidisseur du 87Rb et
85Rb. De cette manière les fréquences contenues dans le pousseur sont obligatoirement les
mêmes que celle des faisceaux transverses du PMO2D. La fréquence du pousseur est donc désaccordée vers le rouge, ce qui permet le repliement de la distribution par effet Doppler, en n’affectant que les classes de vitesse dans la direction opposée à la propagation du faisceau pousseur.
L’optimum du chargement a été trouvé expérimentalement en accordant les AOM du PMO2D 2 MHz en dessous des AOM du PMO3D. De cette manière les fréquences des faisceaux refroidisseurs sont plus loin de résonance dans le PMO2D que dans le PMO3D. Pour réaliser cette optimisation nous avons scanné à chaque étape la fréquence des lasers esclaves pour tracer la courbe du nombre d’atomes en fonction du désaccord du refroidisseur. Les courbes finales sont présentées en figure 3.14 pour le chargement de chaque espèce
individuellement. les fréquences optimales sont de −2 Γ le 87Rb et de −2.5 Γ pour le 85Rb.
Enfin nous souhaitons contrôler le ratio entre les nombres d’atomes de rubidium 85 et
87 tel que N87 > N85. En effet pour effectuer le refroidissement sympathique du rubidium
85 par le 87 nous évaporons principalement l’isotope le plus lourd. De plus l’abondance isotopique naturelle du 85 est de 72.2 % contre seulement 27.8 % pour le 87. La réserve de
rubidium présente l’abondance isotopique naturelle ce qui augmente le flux de85Rb en sortie
du PMO2D. C’est pourquoi nous avons optimisé les alignements, la puissance du pousseur et les temps de chaque étape sur des observations faites avec le rubidium 87 seul. La figure 3.16 représente la variation du nombre d’atomes dans le PMO3D durant le chargement.