II.2 Présentation générale du dispositif
II.2.1 Système à vide
De manière très classique, notre montage comporte un système sous ultra-vide qui peut schématiquement être divisé en trois zones.
Dans une première zone, une ampoule de rubidium solide est craquée dans un tube vertical sous vide servant de pot pour constituer la source atomique de nos expériences. Ce craquage est réalisé sous un flux de gaz diazote N2 pour éviter tout contact avec les molécules d’eau de l’air ambiant.
Grâce à des fils chauffants entourant le pot, ce réservoir est amené à une température Tf our ajustable entre la température de la salle 294 K et ∼ 450 K. Ce chauffage permet de faire passer une partie des atomes de rubidium à l’état gazeux et de créer ainsi une vapeur atomique dans la première zone du système. Un capteur est placé en haut du tube pour s’assurer que la température y reste supérieure à la température de fusion Tf us ≃ 312 K et que l’on ne risque pas de boucher la sortie du tube par une solidification du rubidium.
A la sortie du tube, les atomes pénètrent dans la première chambre à vide et passent à travers une buse de diamètre 5 mm. La quantité d’atomes à l’état gazeux s’échappant à travers cette buse peut être estimée à partir de la pression de vapeur saturante qui dépend elle- même de la température de travail, et de la vitesse moyenne des atomes supposés à l’équilibre thermique :
hvi = s
8kBT
πm (II.8)
Le flux atomique pour notre four chauffé à ∼ 400 K est de l’ordre de 1016 at.s−1. Cet échappement entraine une élévation de la pression. Pour en limiter l’importance, une pompe ionique est connectée à la première chambre à vide. Elle permet de réduire la pression totale dans la chambre à quelques 10−9 mbar. L’efficacité de cette pompe est assurée par un doigt froid en cuivre refroidi par l’extérieur à l’aide d’azote liquide à 77 K. Il faut quotidiennement verser l’équivalent d’un litre d’azote liquide pour faire fonctionner l’expérience sans risque.
Les atomes de rubidium passés à l’état gazeux et occupant la première chambre du sys- tème à vide s’échappent ensuite en formant un jet atomique peu divergent, formant un angle d’environ 50 mrad, se propageant selon l’axe (Ox) dans la deuxième zone du système à vide constitué d’un tube Zeeman de 70 cm de longueur et de 16 mm de diamètre.
Le flux atomique à la sortie de cette seconde zone est nettement plus faible en raison de la taille réduite du tube et n’excède pas ∼ 1011 at.s−1 compte tenu de l’angle solide offert pour la propagation. Le flux atomique étant réduit, la seconde chambre sur laquelle débouche le tube se trouve à une pression encore plus faible de l’ordre de 10−11 mbar. Dans cette troisième zone du système sous ultra-vide, le taux de collisions entre un atome du gaz résiduel et d’un atome de la PO est donc fortement réduit.
0 1 2 3 4 0 200 400 600 800 1000 P ro ba bi lit é (× 10 − 3 ) Vitesse (en m.s−1) hvi = 368 m.s−1 Zone de capture d’une mélasse optique
FigureII.10 –Distribution de probabilité pour les vitesses longitudinales d’un jet effusif. On a pris ici une température T = 400 K. La vitesse moyenne de cette distribution est v = 368 m.s−1
Au centre de la deuxième chambre à vide ont été montées les deux lentilles asphériques étudiées précédemment. Elles se font face selon un axe optique commun noté (Oy) et sont distantes l’une de l’autre d’environ 10 mm. Cet espace est suffisant pour offrir un bon accès optique vertical selon l’axe (Oz). Dans le plan horizontal (Oxy) la situation est moins avantageuse car les supports de lentilles limitent l’accès optique des faisceaux de refroidissement. Ces supports ne permettent pas d’écarter deux paires de faisceaux de refroidissement d’un angle supérieur à 45◦. Il a d’ailleurs été nécessaire de percer des encoches à partir de références mécaniques sur les supports de lentilles asphériques pour limiter au maximum les réflexions dans la chambre des faisceaux de refroidissement. La taille de ceux-ci a par ailleurs été limitée à w = 2 mm. Grâce au faible encombrement de la lentille asphérique qui y est installée, le volume de la chambre a pu être fortement réduit par rapport au précédent système de MiGOU, ce qui permet de disposer d’accès optiques supplémentaires pour mettre en oeuvre de nouvelles techniques de caractérisation expérimentale. Dans notre cas, les dimensions de la seconde chambre n’excèdent pas ∼ 15 × 15 × 15 cm.
Il est à noter qu’il est possible de séparer la première zone du système à vide des deux autres par l’intermédiaire d’une vanne situé en amont du tube Zeeman. Ceci est notamment utile lors du renouvellement de la source atomique en rubidium qui nécessite l’ouverture du système à vide.
A l’intérieur du tube Zeeman, le gaz d’atomes n’est pas à l’équilibre thermique et ne suit donc pas une loi de distribution des vitesses représentée par une distribution de Maxwell- Boltzmann. Dans le cas d’un jet atomique, la loi de distribution à considérer est représentée
sur la figure II.10 et s’écrit [Ramsey, 1956] : P (v) = 2 m 2kBT !2 v3exp − mv 2 2kBT ! (II.9) de vitesse moyenne hvi ∼ 368 m.s−1.
Classiquement, les MO peuvent refroidir des atomes dont l’énergie cinétique est inférieure à 1 K qui correspond à une vitesse vmax= 15, 6 m.s−1. La fraction Θ des atomes qui peuvent être piégés directement par les laser de la MO dans la seconde chambre à vide de l’expérience est donc : Θ =