Séquence pour observer la dépolarisation du condensat

Tout d’abord un condensat est produit dans le sous-état Zeemanm_S =−3, par la méthode décrite dans la section 1.2.7 de cette thèse, dans un champ magnétique final fixé à 20 mG environ. Pour ce champ suffisamment grand devant le champ critique

B_c, le condensat est dans une phase ferromagnétique, et la fraction thermique observée (à peine discernable, inférieure à 10 %) n’est pas dépolarisée (dans la limite de notre détection).

Afin de provoquer la dépolarisation du condensat ainsi formé, nous commandons (soudainement) aux alimentations des bobines produisant les champs magnétiques l’ap-plication du champ voulu, inférieur à B_c. Les effets d’induction dans les éléments en-tourant l’enceinte expérimentale (bobines, structure métallique ...) font que le temps effectif de coupure à ¹_e du champ magnétique est d’environ 8 ms. A cause de cette variation lente, le champ reste supérieur à B_c environ 50 ms après l’activation de la commande pour obtenir un champ nul, et pendant ce temps le condensat reste pola-risé. Quand B_c est atteint, nous observons une rapide dépolarisation (cf. section 4.6) du condensat.

Une fois la valeur finale (nulle) du champ atteinte, nous attendons le temps désiré pour observer l’évolution de la dépolarisation. Le champ magnétique est ensuite légè-rement remonté jusqu’à une valeur faible (environ 10 mG), mais supérieure au champ 1. Ces trois exemples d’effets nécessitent néanmoins une interaction dipôle-dipôle plus forte que dans le cas présent.

critique, par une rampe linéaire de durée 10 ms, afin de pouvoir procéder à une expé-rience de Stern et Gerlach [90] dans de bonnes conditions d’adiabaticité (cf. ci-dessous). Lors de cette procédure de Stern et Gerlach, un faible gradient de champ (0.25 G.cm⁻1) est appliqué au niveau des atomes et le faisceau vertical du piège dipolaire croisé est bloqué : le condensat se déplace alors dans le piège dipolaire horizontal, et les différents sous-états Zeeman se séparent à cause du gradient de champ magnétique. Le gradient appliqué est faible afin d’avoir un champ magnétique de faible amplitude au niveau des atomes, pour deux raisons : cela permet d’imager correctement tous les sous-états Zeeman (imagerie à résonance pour tous), et cela limite la relaxation dipolaire pour les sous-étatsm_S >−3. Le fait de garder les atomes piégés dans le faisceau horizontal permet d’empêcher leur chute (à cause de la gravité) et donc de bénéficier de plus de temps pour que le faible gradient de champ puisse bien séparer les différents sous-états afin de pouvoir compter individuellement les populations. Après environ 45 ms d’expansion dans le faisceau horizontal, les atomes sont imagés par absorption in situ (juste après extinction du faisceau horizontal). La figure Fig. 4.7 présente une image d’un condensat dépolarisé obtenue par cette procédure de Stern et Gerlach.

Figure 4.7 – Exemple d’image typique obtenue par la procédure de Stern et Gerlach (cf. description dans le texte), lorsque le condensat est dépolarisé. L’image est prise in situ, juste après extinction du piège dipolaire horizontal. Les populations des différents sous-états Zeeman (indicés par m_S) sont séparées grâce à 45 ms d’évolution préalable dans le piège dipolaire horizontal. L’extension verticale apparente des différents nuages est due à la profondeur de champ du système optique pour l’imagerie. Cette procédure permet d’obtenir quantitativement le nombre d’atomes dans chaque sous-état Zeeman, mais pas leur distribution en moment (seulement qualitativement le long de l’axe du faisceau).

Afin que l’imagerie par absorption soit aussi efficace pour tous les sous-états Zee-man, le temps de l’impulsion pour l’imagerie est rallongé (250 µs au lieu de 50 µs),

afin de pomper optiquement les atomes des sous-états m_S ̸=−3 vers m_S = −3, pour lequel la section efficace d’absorption est maximisée. Nous nous assurons que l’image-rie est ainsi bien réalisée en vérifiant qu’il n’y a pas de diminution du nombre total d’atomes mesuré entre un nuage dépolarisé (en sommant chaque composante de spin) et le condensat dans m_S =−3.

Chargement dans des réseaux optiques

Dans le cas d’un condensat chargé dans des réseaux optiques, nous utilisons un protocole semblable à celui décrit ci-dessus, à quelques différences près. Avant d’appli-quer un champ quasi-nul, le condensat est chargé adiabatiquement dans les réseaux, en augmentant leur puissance jusqu’à la profondeur voulue par une rampe de 15 ms (cf. section 3.2.4). Après un temps d’attente à champ nul, en même temps que le champ magnétique est légèrement remonté, les réseaux optiques sont éteints en 1 ms, ce qui est adiabatique vis à vis du temps d’excitation des bandes vibrationnelles des réseaux, et lent devant la thermalisation du système (il ne s’agit pas ici de la procédure de band mapping utilisée au chapitre précédent). Le reste du protocole est le même que celui utilisé pour un condensat.

Procédure alternative de Stern et Gerlach

La procédure de Stern et Gerlach décrite ci-dessus permet de mesurer de façon quantitative la distribution des populations dans les différents états de spin. C’est cette méthode qui est utilisée pour la plupart des résultats obtenus dans ce chapitre. Cependant, elle ne permet pas d’accéder à la distribution en moment des différents nuages, même après temps de vol (et non plus in situ). En effet l’expansion des nuages, lors de leur déplacement le long du faisceau horizontal, est confinée dans la direction radiale du faisceaux. L’élargissement du nuage observé selon l’axe du faisceau ne fournit alors qu’une information très imprécise sur la température des nuages.

Afin d’obtenir cette information de façon quantitative, nous utilisons une deuxième procédure de Stern et Gerlach. Après dépolarisation, après avoir augmenté le champ magnétique jusqu’à la valeur de 30 mG (au lieu de 10 mG précédemment) en 10 ms, nous appliquons un gradient vertical cette fois beaucoup plus fort (1 G.cm⁻¹) avec la bobine nommée « Transverse gradient vertical » (cf. Annexe A.1) pendant 2 ms. Les différents états de spin sont séparés suffisamment rapidement pour qu’il soit pos-sible d’éteindre (quasi-)simultanément le piège dipolaire. Les populations, bien séparées après un temps de vol de 5 ms, sont alors imagées. Cette procédure plus rapide nous donne accès à la distribution en moment de chacune des populations, mais la mesure du nombre d’atome n’est plus aussi précise à cause du fort champ magnétique au niveau des atomes (quelques Gauss) au moment de l’imagerie.