Signal de Hawking `a deux corps dans l’espace des impulsions

impul-sions

Dans la sous-section pr´ec´edente, nous avons montr´e que l’occurrence de l’analogue du rayonnement de Hawking dans l’´ecoulement d’un quasi-condensat de Bose–Einstein unidi-mensionnel en configuration de trou noir acoustique peut ˆetre mise en ´evidence en ´etudiant les corr´elations dans l’espace r´eel des fluctuations quantiques de la densit´e du fluide de part et d’autre de l’horizon. Comme dans la configuration de profil plat [12, 30, 117], les signaux non-diagonaux de la matrice densit´e `a deux corps connexe g(2)(x, x0) dans les configurations inhomog`enes de pic δ et de chute d’eau (voir figure 1.14) introduites pr´ec´edemment (cf. sous-section 1.2.2) sont r´ev´elateurs de l’effet Hawking dans ces mo-d`eles de trous muets car ils sont le fruit de l’´emission de deux fluctuations quantiques corr´el´ees fuyant l’horizon acoustique, l’une s’´echappant du trou noir et emportant avec elle de l’´energie, l’autre s’y engouffrant sans retour possible en direction de l’ext´erieur du trou muet. Si nous nous sommes restreints `a ne traiter que le cas de temp´erature nulle, c’est — outre le fait que le traitement des effets thermiques soit calculatoirement plus compliqu´e — parce que l’interpr´etation qualitative (`a partir de r´esultats quantitatifs) des

signatures non-locales de g(2) en termes de phonons de Hawking corr´el´es n’est en rien

alt´er´ee par la prise en compte des effets dus `a la temp´erature. Dans le cadre d’une ´etude seulement quantitative (et `a vis´ee exp´erimentale) de l’effet Hawking, le traitement du cas o`u la temp´erature du syst`eme est non-nulle a pour le coup un int´erˆet non-n´egligeable ; en effet, on montre que l’amplitude des corr´elations non-diagonales est accrue dans une configuration o`u les effets thermiques sont pr´esents [117].

Dans un condensat de Bose–Einstein, les corr´elations `a deux corps dans l’espace des impulsions sont tout aussi d´etectables que les corr´elations de la densit´e dans l’espace des positions. C’est en mesurant les corr´elations dans l’espace des moments que les auteurs de la r´ef´erence [61] ont mis en ´evidence l’analogue de l’effet Casimir dynamique [96,46,36,99] dans un condensat d’atomes d’h´elium m´etastable modul´e en densit´e via une modulation de la fr´equence du potentiel de pi´egeage. Si la r´ealisation d’une configuration de trou noir acoustique ´etait possible dans un tel syst`eme, il est ´evident que la piste `a emprunter pour d´emontrer l’existence du rayonnement de Hawking dans les condensats de Bose–Einstein

16. On peut aussi tirer parti des expressions analytiques (1.82a)–(1.83g) (valables dans les configurations de profil plat et de chute d’eau) et de leurs ´equivalents dans le cas de la configuration de pic δ pour montrer que le second terme dans le membre de droite des ´equations (1.129) et (1.131) vaut z´ero.

consisterait `a mesurer les corr´elations de paires de part et d’autre de l’horizon acoustique dans l’espace des impulsions.

Dans cette sous-section, nous pr´esentons des r´esultats pr´eliminaires d´eduits d’une ´etude des corr´elations en impulsion dans un quasi-condensat atomique unidimensionnel en configuration de trou noir acoustique. Nous avons trait´e les fluctuations quantiques du gaz sur la base des r´esultats pr´esent´es en sous-section1.2.3(c’est-`a-dire dans le cadre de la th´eorie de Bogoliubov des excitations ´el´ementaires et en termes d’une matrice de diffusion) et avons calcul´e les corr´elations dans l’espace des moments d’une mani`ere ressemblant aux d´emarches expos´ees en sous-section 1.2.5. Nous avons trait´e le cas de temp´erature nulle tout autant que celui de temp´erature finie. J’ai ici choisi de ne faire qu’une description qualitative de nos r´esultats analytiques car notre ´etude souffre encore de quelques limita-tions. En particulier, nous ne sommes pas encore en mesure d’affirmer que notre analyse de Fourier (voir ci-apr`es) permet d’avoir acc`es `a la totalit´e de la fonction de corr´ela-tion exp´erimentalement esp´er´ee dans une configuracorr´ela-tion de trou muet unidimensionnelle ; d’autre part, des divergences infrarouges demeurent, mˆeme si l’on sait qu’elles sont li´ees `a notre description qui suppose l’existence d’une phase condens´ee, interdite en dimension un (relire l’introduction de la sous-section 1.2.3 et/ou consulter l’Annexe) ; enfin, notre analyse ne tient pas compte des excitations transverses dans le condensat mais il n’est pas dit qu’on puisse sonder exp´erimentalement des r´egimes dans lesquels elles ne jouent aucun rˆole.

On consid`ere que le corr´elateur d’int´erˆet s’´ecrit

χ⁽²⁾(k, k⁰) = h ˆN (k, t) ˆN (k⁰, t)i − h ˆN (k, t)ih ˆN (k⁰, t)i, (1.133) o`u l’op´erateur (dans la repr´esentation de Heisenberg)

ˆ

N (k, t) = ˆΨ^†(k, t) ˆΨ(k, t) (1.134)

compte le nombre de bosons occupant l’´etat d’impulsion~ k ≶ 0. Dans l’´equation (1.133), l’op´eration h·i d´esigne la moyenne sur le vide de l’espace de Fock construit `a partir des op´erateurs ˆa^†_U(ω), ˆa^†_D1(ω) et ˆa^†_D2(ω) cr´eant des quasi-particules d’´energie~ ω > 0 dans les modes de diffusion U , D1 et D2 (voir sous-section1.2.3). Dans l’´equation (1.134), ˆΨ(k, t)

est une transform´ee de Fourier locale du champ bosonique ˆΨ(x, t), construite pour ne

s´electionner que les modes ` de vitesse de groupe Vg(q`) n´egative (respectivement positive) loin en amont (respectivement loin en aval) de l’horizon acoustique. Ceci permet

– d’´etudier les corr´elations en impulsion entre les modes r´eels u|out (qui est le seul mode de vitesse de groupe n´egative dans la r´egion subsonique), d1|out et d2|out (qui sont les seuls modes de vitesse de groupe positive dans la r´egion supersonique) (voir figures 1.9 et/ou 1.15),

– de faire fi des modes ´evanescents u|eva et d|eva puisque ces derniers ne contribuent pas aux modulations de densit´e loin en amont ou loin en aval de l’horizon,

– de ne pas tenir compte de la d´ependance en position du profil de densit´e en amont de l’horizon dans les configurations de pic δ et de chute d’eau puisque la densit´e d’un condensat dans ces configurations est homog`ene loin `a l’ext´erieur du trou muet (cf. figures 1.5 et 1.6).

unidimensionnels ´

Ecoulement subsonique Ecoulement supersonique^´

k ou k⁰ k⁰ ou k

Corr´elation de paires χ(2)(k, k⁰) = ?

q_u|out ^qd1|out

q_d2|out

Figure 1.15 — Selon l’id´ee de Hawking, deux fluctuations quantiques ´emises de part et d’autre de l’horizon acoustique (l’une s’´echappant du trou muet, l’autre s’engouffrant dans le trou noir acoustique) doivent ˆetre corr´el´ees. Dans les configurations de trous noirs ´etudi´ees dans ce chapitre, on a not´e u|out, d1|out et d2|out les ondes de Bogoliubov non-´evanescentes qui fuient l’horizon acoustique (voir figure 1.9). Leurs corr´elations (u− d1), (u− d2) et (d1 − d2) [cf. ´equations (1.135a)–(1.135c)] ´emergent sous forme de signaux

non-diagonaux (k0 6= k) et non-antidiagonaux (k0 6= −k) dans le trac´e des fonctions de

corr´elation `a deux corps dans l’espace des impulsions [rappelant les signaux de Hawking non-diagonaux (x0 6= x) observ´es dans l’espace des positions, cf. sous-section 1.2.5].

Si la vitesse de groupe Vg(q`) d’une onde ´emise dans la r´egion subsonique est n´egative, alors cette onde ne peut qu’emprunter le canal de diffusion ` = u|out ; si celle-ci est ´emise dans la r´egion supersonique avec une vitesse de groupe Vg(q`) positive, alors elle ne peut que correspondre `a l’onde ` = d1|out ou l’onde ` = d2|out (cf. figure1.15). De notre choix de transform´ee de Fourier (voir ci-avant), il r´esulte que la fonction de corr´elation χ(2) doit ˆetre nulle partout sauf le long des courbes d’´equations param´etriques



k = qu|out(ω) < 0 ou k = qd1|out(ω) > 0

k⁰ = qd1|out(ω) > 0 ou k⁰ = qu|out(ω) < 0 ^{, (1.135a)}  k = q_u|out(ω) < 0 ou k = q_d2|out(ω) > 0 k0 = qd2|out(ω) > 0 ou k0 = qu|out(ω) < 0 ^(1.135b) et  k = qd1|out(ω) > 0 ou k = qd2|out(ω) > 0 k0 = q_d2|out(ω) > 0 ou k0 = q_d1|out(ω) > 0 ^{, (1.135c)} o`u ω > 0 est la pulsation des excitations ´el´ementaires du condensat. Lorsque ω > Ω [o`u la pulsation Ω est d´efinie par les ´equations (1.67a) et (1.67b)], on rappelle que l’onde d2|in disparaˆıt (le mode de diffusion D2 disparaˆıt alors lui aussi car il est initi´e par d2|in) et que le mode r´eel d2|out est remplac´e par le mode ´evanescent d|eva (cf. figure 1.10). Il s’ensuit que les lignes de corr´elation (u− d2) [cf. ´equation (1.135b)] et (d1− d2) [cf. ´equation (1.135c)] dans le plan {k, k0} doivent ˆetre de longueur finie, s’arrˆetant `a partir du moment o`u ω = Ω, c’est-`a-dire `a l’´energie pour laquelle qd2|out(ω) atteint son maximum (1.67b) (voir figure 1.9). C’est ce que l’on constate en examinant la figure 1.16; celle-ci donne l’allure qu’aurait la fonction de corr´elation (1.133) si un quasi-condensat de Bose unidimensionnel ´etait en configuration de chute d’eau (il est tr`es facile d’obtenir le mˆeme genre de graphique dans les configurations de profil plat et de pic δ mais, par souci de concision, nous feront l’´economie de leur pr´esentation dans ce manuscrit).

-1.5 -1 -0.5 0.5 1 1.5 -1.5 -1 -0.5 0.5 1 1.5 ξ_uk ξ_uk⁰ (u − d1) (u − d2) (d1 − d2) max ω∈[0,Ω] |q_u|out(ω)| max ω∈[0,Ω]q_d1|out(ω) max ω∈[0,Ω]qd2|out(ω) u|out ω vs q [u. a.] 0 Subsonique min ω∈[0,Ω]qu|out(ω) = − max ω∈[0,Ω]|q_u|out(ω)| d1|out d2|in d2|out 0 ω vs q [u. a.] Supersonique q^∗ max ω∈[0,Ω]qd2|out(ω) = q^∗ max ω∈[0,Ω]q_d1|out(ω) Ω

Figure 1.16 — Allure de la fonction de corr´elation (1.133) dans une configuration de

chute d’eau telle que mu = Vu/cu = 0,75. Les corr´elations sont nulles partout sauf le long des lignes bleues [corr´elations (u− d1)], rouges [corr´elations (u − d2)] et oranges [corr´e-lations (d1− d2)]. Ces lignes sont r´ev´elatrices de l’effet Hawking dans cette configuration de trou muet. Les courbes rouges et oranges mettent en jeu le mode de norme n´egative d2|out : elles sont donc born´ees dans le plan {k, k0} car qd2|out ∈ [0, q∗], o`u q∗ est d´efini par (1.67b).

unidimensionnels