Soutenance mémoire
Refroidissement tout optique du 87Rb
Nous rappelons brièvement les étapes clés de production du nuage d’atomes froids. Le détail de l’expérience est rapporté par exemple dans la thèse de J.P Brantut [70]. Le dispositif expérimental est composé de deux enceintes à vide. La première sert à capturer les atomes avec un piège magnéto-optique (MOT) 2D pour créer un faisceau collimaté d’atomes qui chargent un MOT 3D dans la chambre de science où règne un vide poussé (environ 10−10 mbar). Après une étape de mélasses optique les atomes sont directement chargés dans un piège dipolaire croisé. Celui-ci est réalisé à partir d’un laser fibré IPG de 50 W à 1565 nm. Une évaporation forcée de quelques secondes permet ensuite d’atteindre la dégénérescence quantique [71]. En pratique nous chargeons le piège dipolaire bidimensionnel avant d’atteindre la condensation de Bose Einstein dans ce piège croisé [45, 46].
Transition superfluide et thermométrie
Nous avons dans un premier temps étudié les distributions en impulsion du gaz au voisinage de la transition BKT. En changeant le nombre d’atomes en début d’évaporation nous sommes en mesure de faire varier la dégénérescence finale du nuage sans en modifier la température. Expérimentalement le nombre d’atomes est varié entre 20 × 103 et 70 × 103. Dans une boite, la distribution en impulsion est la transformée de Fourier de la fonction d’autocorrélation du champ (théorème de Wiener-Khintchine) donc plus la longueur de cohérence du gaz est élevée plus cette distribution est piquée. C’est bien ce qu’on observe sur la figure 1.6 où les profils sont plus étroits lorsque la dégénérescence augmente. Pour déterminer la température et le potentiel chimique nous ajustons ces profils par un modèle de champ moyen [45, 46]. Ce dernier ne capture pas la physique de la transition BKT et n’est valide que sur les ailes de la distribution en impulsion (tirets bleus sur la figure 1.6). Par ailleurs nous avons comparé ces profils à des simulations Monte Carlo réalisées par Markus Holzmann qui ajustent bien nos résultats expérimentaux. Cela nous permet d’être confiants dans la détermination de la température via notre modèle et aussi de connaitre avec précision le nombre d’atomes. La précision sur la détermination de la température est ainsi estimée à 1 nK.
Transition vers le potassium
Malheureusement le laser de 50 W à 1565 nm de notre piège dipolaire croisé nous a laché alors que nous cherchions des signatures d’effets cohérents en présence de désordre à deux dimensions. Le délai de remplacement d’environ 6 mois a achevé de nous convaincre de changer d’espèce atomique. Nous avons choisi le potassium 39 en raison de ses larges résonances de Feshbach à relativement bas champ magnétique et de ses transitions optiques proches de celles du Rubidium (∼767 nm au lieu de 780 nm) permettant d’utiliser les mêmes lasers. Par ailleurs, une équipe venait de réussir à refroidir cet isotope bosonique du potassium à des températures sub-Doppler encourageantes dans une mélasse rouge [82]. Un refroidissement tout optique jusqu’à la condensation de Bose Einstein semblait donc envisagable. L’utilisation de cet alcalin ouvre la perspective de faire varier à la fois le désordre et les interactions ce qui n’était pas simple avec le Rubidium 87. Avec un gaz à interactions variables on pourra s’affranchir de celles-ci pour étudier la physique à une particule ou bien en ajouter de manière contrôlée pour étudier l’influence du désordre sur la superfluidité. Toute la suite du manuscrit est consacrée à l’expérience avec le 39K.
Capture dans un piège magnéto-optique
Ce jet est capturé dans la chambre de science par un piège magnétooptique. Cette chambre dispose d’un large accès optique via 2 hublots CF160 et 6 hublots CF40. Le champ quadrupolaire est assuré par deux bobines de 126 tours chacune disposée autour de l’enceinte et refroidies à l’eau. Leur axe est perpendiculaire aux hublots CF160. On peut passer en configuration dipolaire en renversant le sens du courant dans une des bobines ce qui est utile pour l’évaporation au voisinage d’une résonance de Feshbach [9].
Lumière sur la raie D2
Nous utilisons une seule diode laser pour la lumière sur la raie D2 (voir figure 2.3). Une des particularités de notre système est que celle-ci est une diode télécom DFB fibrée à 1534 nm (Fitel) qui est ensuite amplifiée puis doublée. Le principal avantage est qu’il n’y a pas d’éléments mécaniques susceptibles de conduire à des instabilités en fréquence. Ceci conduit à une très grande stabilité de l’expérience. A la sortie de l’amplificateur fibré dopé erbium (Manlight 2W) on injecte deux fibres, chacune avec quelques 600 mW. Les deux sorties sont doublées pour produire la lumière des lasers repompeur et principal. Les doubleurs NTT optoelectronics sont des guides d’ondes à quasi-accord de phase (PPLN) fibrés donc très pratiques d’utilisation. Le seul réglage à effectuer est l’asservissement en température pour maximiser l’efficacité de doublage. Chacun de ces doubleurs produit environ 100 mW à 767 nm. La diode est asservie en fréquence via une cellule d’absorption saturée en rétroagissant sur le courant. La lumière est ensuite amplifiée dans des TA (pour Tapered Amplifier) et sa fréquence finement modifiée dans des modulateurs acousto-optiques (AOM). Le principal défaut de ce montage, hormis son encombrement, résulte du fait que les fréquences des lumières pour le MOT 2D et le MOT 3D ne sont pas indépendantes ce qui rend difficile l’optimisation des paramètres des deux MOT. La prochaine version du banc optique remédiera à ce problème. Un autre point important expérimentalement est la recombinaison de la lumière du laser repompeur et du principal dans une fibre avant les TA à l’origine des faisceaux MOT. En effet cette fibre induit un filtrage spatial des deux modes qui ce qui stabilise l’injection des amplificateurs optiques et ainsi l’expérience. Notons toutefois qu’une partie de la lumière MOT est prélevée et envoyée dans une cavité Fabry-Perot pour un contrôle continu du ratio entre repompeur et principal en sortie des TA.
MOT comprimé (CMOT)
Dans l’optique de charger efficacement un piège conservatif, magnétique ou optique, il faut augmenter la densité du nuage. Celle-ci est limitée dans un MOT par les collisions assistées par la lumière et les processus de diffusions multiples qui induisent une force répulsive entre les atomes. On peut toutefois atteindre de manière transitoire une densité plus élevée en jouant avec les puissances, le champ magnétique et les fréquences des lasers [93,94]. L’idée est de réduire la puissance du repompeur et augmenter le désaccord du laser principal. Ainsi les atomes sont pompés dans un état peu couplé à la lumière et diffusent moins de photons. C’est ce qui est fait chez les italiens par exemple. Nous avons dans un premier temps suivi cette méthode pour obtenir une compression correspondant à un facteur 3 en densité par rapport au MOT. Cependant après avoir réalisé des mélasses grises (voir chapitre suivant) nous avons utilisé une technique différente conduisant à une densité plus élevée. Cette méthode suit la même idée mais de manière originale. En effet on combine la lumière utilisée pour les mélasses grises sur la raie D1 avec celle du repompeur sur la transition D2 (voir figure 2.2). Nous utilisons un laser repompeur dans le rouge de la raie D2 et un laser principal dans le bleu de la transition |F = 2i → |F0 = 2i sur la raie D1. Les fréquences des lasers, repérées par leurs désaccords ∆ pour la raie D1 et δ2R pour la raie D2, sont changées immédiatement en début de CMOT et gardent une valeur constante durant les 7 ms que dure cette étape. Dans le même temps le gradient magnétique est augmenté jusqu’à 22 G.cm−1.
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Table des matières
Remerciements
Introduction
1 Etude d’un gaz ultra-froid de 87Rb bidimensionnel en présence de désordre
1.1 Transitions de phase à deux dimensions
1.1.1 Absence d’ordre à longue portée
1.1.2 Hamiltonien élastique
1.1.3 Phénoménologie de la transition BKT
1.1.4 Effets du désordre
1.2 Dispositif expérimental
1.2.1 Refroidissement tout optique du 87Rb
1.2.2 Piège 2D
1.2.3 Potentiel désordonné
1.2.4 Imagerie
1.3 Transition superfluide et thermométrie
1.4 Transition BKT en présence de désordre
1.5 Vers la localisation d’Anderson à deux dimensions
1.5.1 Localisation faible
1.5.2 Vers la localisation forte
1.5.3 Transition vers le potassium
2 Refroidissement Doppler du 39K
2.1 Système expérimental
2.1.1 Source
2.1.2 Création d’un jet atomique collimaté
2.1.3 Capture dans un piège magnéto-optique
2.1.4 Imagerie et contrôle continu
2.2 Système laser
2.2.1 Structure du 39K
2.2.2 Banc optique
2.3 Refroidissement Doppler
2.3.1 MOT 2D
2.3.2 MOT 3D
2.3.3 MOT comprimé (CMOT)
2.4 Conclusion
3 Refroidissement sub-Doppler du 39K
3.1 Mélasse rouge sur la raie D2 du 39K
3.1.1 Difficultés
3.1.2 Stratégie de Florence
3.1.3 Résultats expérimentaux
3.2 Principe physique d’une mélasse grise
3.2.1 Modèle simple à trois niveaux
3.2.2 Discussion
3.3 Mélasse grise sur la raie D1 du 39K
3.3.1 Configuration expérimentale
3.3.2 Résultats
3.3.3 Paramètres optimaux
3.3.4 Température minimale
3.4 Bilan comparatif mélasses rouges/grises
4 Condensation de Bose-Einstein
4.1 Chargement direct d’un piège dipolaire à partir d’une mélasse grise
4.1.1 Banc optique
4.1.2 Dynamique du chargement
4.2 Propriétés de collisions du 39K
4.2.1 Collisions à basse énergie
4.2.2 Minimum de Ramsauer
4.2.3 Utilisation des résonances de Feshbach
4.3 Tri des états de spin et transfert dans un piège confinant
4.3.1 Tri des états de spin
4.3.2 Transfert dans un piège confinant
4.4 Evaporation au voisinage d’une résonance de Feshbach
4.5 Un condensat de Bose Einstein avec interactions contrôlables
4.5.1 Analyse des images
4.5.2 Calibration du nombre d’atomes via Tc
4.5.3 Expansion d’un condensat dans le crossover 1D à 3D
4.6 Conclusion
5 Perspectives : Gaz de Bose désordonné en dimensions réduites
5.1 Solitons brillants en présence de désordre
5.1.1 Stabilité
5.1.2 Localisation d’Anderson d’un soliton ?
5.2 Localisation d’Anderson à deux dimensions
5.2.1 Rétrodiffusion cohérente
5.2.2 Diffusion cohérente vers l’avant
5.3 Conclusion
Conclusion
Annexes
Publications sur le 87Rb
Publications sur le 39K
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