VERS UNE MEMOIRE QUANTIQUE AVEC DES IONS PIEGES

tel-00430795, version 1 - 9 Nov 2009
6.4. IMAGERIE 153
d’ions par éjection vers le détecteur montre que dans les deux cas le nombre d’ions reste
sensiblement le même. Il semble donc que la présence des lasers de refroidissement stimulent
une modification chimique de l’échantillon qui ne modifie pas le nombre d’ions piégés. La
réaction chimique présentée plus haut correspond à ce cas.
Le défaut identifié par la flèche blanche sur les images de chaîne se déplace au cours du temps.
Ce déplacement indique que des permutations entre ions peuvent se produire, et la fréquence
des déplacements donne un indice sur la fréquence de collision et la qualité du vie qui règne
dans la chambre. L’énergie nécessaire pour que deux ions permutent, qui est donnée par
l’énergie d’interaction coulombienne, est apportée lors d’une collision avec un atome du gaz
résiduel. Si on considère que les atomes du gaz résiduel sont à la température ambiante du
laboratoire, ils possèdent une énergie typique de 25 meV. L’énergie . Ici, les ions sont séparés
d’environ 40 µm, soit une énergie potentielle de 40 µeV. L’énergie cédée dans une collision
est donc largement suffisante pour permettre une permutation. La fréquence des sauts de
l’ion noir au sein de la chaîne donne donc des informations sur la fréquence de collision et la
qualité du vide qui règne dans la chambre.
Régime de basse température : Cristaux à grand nombre d’ions
On présente dans cette section les plus grands cristaux qu’il a été possible de produire
durant ce travail de thèse. Pour les générer, on charge un piège dont les raideurs, initialement
faibles, sont augmentées peu à peu au cours du temps. Le chargement s’effectue par
photoionisation, les lasers de refroidissement éclairent la zone de confinement ; le désaccord
infrarouge est nul et le désaccord δb vaut typiquement -5Γ. On produit initialement un cristal
d’ions peu dense car le piège est très lâche. On poursuit le chargement en augmentant
l’amplitude de la tension radiofréquence, pour augmenter la densité du cristal. Le chauffage
RF est plus important et la probabilité de passer dans le régime liquide devient plus forte.
Expérimentalement ce passage entre les deux régimes s’observe très clairement par une chute
brutale du signal de fluorescence. Pour équilibrer cet effet de chauffage, on augmente la puissance
de refroidissement en diminuant le désaccord sur la transition de refroidissement δb. On
observe alors des cristaux de plus en plus grands, denses et brillants. Il existe évidemment
une limite à cette procédure de chargement : au delà d’un certain paramètre q, qui pondère le
chauffage RF, le cristal n’est plus stable et l’ensemble atomique passe dans le régime liquide.
Ce paramètre q vaut typiquement 0.2 et correspond pour le piège version 2.0 à une amplitude
de la tension RF de 160 V oscillant à ωRF = 2π × 2.1 MHz. Les plus grands cristaux sont
obtenus pour des valeurs du facteur q comprises entre 0.1 et 0.2.
La figure 6.14 montre une image d’un cristal généré selon cette technique : le chargement
dure 1 heure et s’achève pour q = 0.13. On ne peut pas résoudre les ions individuellement
principalement à cause de la profondeur de champ du système d’imagerie qui est très importante.
On met simultanément au point sur le capteur les ions les plus proches et les ions les
plus éloignés, ce qui empêche la résolution de la structure cristalline.
On remarque que la forme des bords est très différente des clichés de nuages d’ions dans le
régime de haute température. Sur la figure 6.15 sont tracés les profils moyens de la fluorescence
dans les directions axiale et radiale, obtenues en moyennant respectivement 10 lignes
de pixels autour de l’axe et 10 colonnes de pixels autour du point central du cristal. La normalisation
s’effectue à partir du niveau de fluorescence de la zone la plus sombre entre les
deux électrodes et du niveau de fluorescence maximal du cristal. Les bords du cristal sont
nettement définis : pour les deux profils le signal chute de 50% sur une distance de 200 µm.