R´ ealisation exp´ erimentale

3.3.2.1 Couteau RF

Une onde radio-fr´equence, de fr´equence ν_RF est envoy´ee sur les atomes du pi`ege. Le champ magn´etique de pi´egeage ´etant domin´e par le champ de biais B<sub>0</sub>, le champ RF est choisi perpendiculaire `a celui du biais de mani`ere

`

a pouvoir induire des transitions dipolaires magn´etiques entre sous-niveaux Zeeman. Lorsque l’´energiehν_RF correspond `a l’´energie magn´etique du sous-niveau Zeeman m<sub>J</sub> = +1 d’un atome pi´eg´e, celui-ci peut effectuer une tran-sition entre sous-niveaux Zeeman et ˆetre transf´er´e dans le sous-niveau non pi´egeant mJ = 0 [106], comme illustr´e sur la figure 3.16. Ainsi, l’onde RF agit spatialement en expulsant du pi`ege les atomes dont l’´energie magn´etique v´erifieU(x) =hν_RF. Cependant, moyennant les hypoth`eses que la dur´ee d’ap-plication de l’onde RF est suffisamment longue devant la p´eriode d’oscillation des atomes dans le pi`ege, et que le mouvement des atomes dans le pi`ege est ergodique, la troncature devient une troncature en ´energie. En effet, un atome d’´energie totale E passe par tous les points du pi`ege magn´etique correspon-dant `a une ´energie inf´erieure `a E. Si E > hν_RF, il existe des trajectoires de l’atome rencontrant la RF, et celui-ci finit par ˆetre chass´e du pi`ege. Le rˆole

m = +1_J

m = 0_J

µ

U(x)

x hn_RF 2m B_{B 0}

0

Fig. 3.16 – Effet d’une onde RF de fr´equence νRF sur un atome du pi`ege magn´etique. Lorsque l’´energiehν<sub>RF</sub> de la RF correspond `a l’´energieU(x)du sous-niveau Zeemanm_J = +1, l’atome peut ˆetre transf´er´e vers le sous-niveau mJ = 0 et sortir du pi`ege.

de l’onde RF consiste donc `a expulser du pi`ege magn´etique les atomes pos-s´edant une ´energie totale sup´erieure `ahνRF. Elle assure une troncature de la distribution en ´energie dans le pi`ege, en limitant la profondeur du potentiel de pi´egeage `a hν_RF.

Exp´erimentalement, l’onde RF est produite par deux spires plac´ees sous vide suivant l’axe (Oy), en configuration Helmholtz. Le champ RF g´en´er´e est bien perpendiculaire `a celui du biais pour induire des transitions entre sous-niveaux Zeeman. Les bobines sont aliment´ees par un synth´etiseur (ANRITSU ref. MG 3641 A) suivi d’un amplificateur de 30 dB. Nous constatons [50] que suivant la puissance appliqu´ee, les atomes subissent pr´ef´erentiellement une transition vers le sous-niveau Zeeman m = 0 (pour les faibles puissances) ou continuent vers le sous-niveau Zeeman m = −1. Dans les deux cas, les atomes sont ´eject´es mais le flux d’atomes ´eject´es d´etect´e sera diff´erent.

3.3.2.2 Optimisation des diff´erents param`etres

Pour initier le refroidissement ´evaporatif, il faut tout d’abord que le taux de collisions ´elastiques soit grand devant les pertes. A ce stade, la densit´e du nuage est suffisamment faible pour que ce soit le vide r´esiduel qui soit la principale cause de pertes. On mesure (voir prochain chapitre) une dur´ee de vie de l’ordre de 100 s. Il faut donc que le temps de thermalisation soit court devant cette dur´ee. Th´eoriquement, la connaissance du nombre d’atomes et de la temp´erature peut nous permettre de calculer le taux de collisions ´

elas-tiques et donc le temps de thermalisation. Cependant, ce calcul n´ecessite la connaissance de la longueur de diffusion (voir chapitre 1) qui reste encore connue avec trop d’incertitude. De plus, nous savons que le nombre absolu d’atomes est connu avec un facteur 2 d’incertitude. Nous avons donc r´ ea-lis´e des exp´eriences pour mesurer ce temps de thermalisation [50, 52]. Nous l’avons trouv´e ˆetre de quelques secondes, c’est `a dire suffisamment petit pour envisager de faire du refroidissement ´evaporatif.

On d´ecoupe l’ensemble de la rampe RF en quatre rampes lin´eaires. L’op-timisation de la constante de temps de chaque rampe se fait en cherchant `a obtenir un maximum d’atomes pour une fr´equence finale de la rampe don-n´ee. De plus, on essaye de conserver le param`etre de troncature η constant.

N´eanmoins, ces optimisations ne sont pas faciles car quand la temp´erature diminue, les temps de vols sont de plus en plus d´eform´es par les gradients r´esiduels, et les mesures de temp´erature et de nombre d’atomes sont de plus en plus approximatives (voir prochain paragraphe). Une fois la condensation obtenue, les rampes ont ´et´e r´e-optimis´ees pour augmenter le nombre d’atomes dans le condensat.

Une fois que la temp´erature est assez basse pour que le pi`ege devienne harmonique, on souhaite que le biais soit `a une valeur la plus faible possible pour am´eliorer le taux de collisions ´elastiques, et atteindre le r´egime d’em-ballement. Il ne faut cependant pas avoir un biais trop faible, car dans ce cas, les pertes, dites de Majorana [107], vont intervenir. En effet, si le champ s’annule ou est tr`es faible, le crit`ere de suivi adiabatique du champ par le spin n’est plus v´erifi´e, et les atomes vont pouvoir changer de sous-niveau Zeeman et donc sortir du pi`ege. Pour r´egler le biais, on change la consigne de l’as-servissement du courant d´ebit´e par l’alim 1 (voir Figure 3.9). Si le courant est trop faible, le pi`ege est alors sur-compens´e, c’est `a dire que le biais prend une valeur n´egative et que le module du biais s’annule alors sur une sph`ere.

Dans cette configuration, les atomes subissent des pertes de Majorana et la dur´ee de vie est grandement diminu´ee (elle passe de 100 s `a 30 s environ). On augmente donc la valeur du courant de consigne jusqu’`a ce que la dur´ee de vie reprenne sa valeur habituelle. Dans cette situation, le biais est l´eg`erement positif et de l’ordre de 50 mG. Un tel biais permet l’obtention de condensats.

Toutefois, pour des raisons de stabilit´e, on se placera g´en´eralement avec un biais plus ´elev´e de l’ordre de 300 mG.

On s’assure `a la fin de chacune des rampes lin´eaires que la dur´ee de vie reste constante. En effet, quand la temp´erature diminue, les atomes restent de plus en plus longtemps au fond du puits de potentiel et sont donc plus sen-sibles aux pertes de Majorana. Ils sont ´egalement plus sensibles `a la lumi`ere parasite `a r´esonance avec la transition atomique. En effet, c’est au centre du pi`ege qu’ils sont le plus proches de cette fr´equence. Nous avons donc ´elimin´e les photons parasites avec des caches, jusqu’`a ce que la dur´ee de vie reste

10³

Fig.3.17 –D´ecroissance de la fr´equence du couteau RF servant `a forcer l’´ eva-poration en fonction du temps (en ´echelle lin´eaire (cercles vides) et en ´echelle logarithmique (cercles pleins)). L’origine des temps est fix´ee au moment du chargement du MOT dans le pi`ege magn´etique : la rampe commence apr`es 2 secondes d’attente. Elle se d´ecompose en 4 segments lin´eaires. La pente de chaque segment est fix´ee exp´erimentalement de sorte `a maintenir, dans la mesure du possible, le param`etre de troncature η `a peu pr`es constant. Les deux premiers segments approximent bien une d´ecroissance exponentielle de constante de temps 10 secondes. La ligne en traits tiret´es correspond `a la fr´equence associ´ee au fond du puits du potentiel de pi´egeage.

d’environ 100 s, mˆeme pour des nuages `a des temp´eratures aussi basses que 50µK. Pour des temp´eratures plus faibles, la densit´e devient importante et la dur´ee de vie commence `a diminuer `a cause des collisions `a deux corps.

Enfin, la connaissance exacte de la valeur du biais, c’est `a dire de la valeur de la fr´equence RF qui correspond au fond du puits de potentiel, est importante pour savoir o`u arrˆeter la rampe RF. Nous verrons, dans le prochain chapitre, que le signal d’ions nous apporte des informations ”en direct”, qui peuvent nous aider `a r´egler finement cette valeur.