Notes

• [1]
  La confirmation de ce point de vue arriva bien plus tard grâce à la diffusion de neutrons [Sokol (1995)] et à des simulations Monte-Carlo d’intégrales de chemin [Ceperley (1995)].
• [2]
  L’atome d’hydrogène est constitué de deux fermions fortement liés (un électron et un proton), et se comporte donc comme un boson composite. Le deutérium, qui est constitué d’un nombre impair de fermions (un électron, un proton et un neutron) se comporte comme un fermion composite.
• [3]
  Dans l’ortho-hydrogène, les deux spins nucléaires sont parallèles et de même sens ; dans le para-hydrogène, ils sont de sens opposé.
• [4]
  Notons que la recombinaison moléculaire correspondante requiert un troisième corps, qu’il soit un atome ou une surface, pour qu’à la fois l’énergie et l’impulsion totales soient conservées.
• [5]
  En fait, le premier piège magnétique pour atomes neutres fut réalisé avec du sodium [Migdall et al. (1985)].
• [6]
  Voir la note 7 page 517.
• [7]
  Pour un piège harmonique anisotrope, on trouve la même formule en remplaçant ω₀ par (ω_xω_yω_z)^1/3.
• [8]
  L’énergie de point zéro a été prise en compte dans la définition de la fugacité z = exp[(µ − 3ħω₀/2)/k_BT ].
• [9]
  Voir §11.1.2.
• [10]
  La valeur des différents exposants dépend du confinement et de sa dimensionnalité, elles sont données ici pour un piège harmonique tridimensionnel.
• [11]
  Pour cela, on réduisait le courant dans l’une des bobines axiales du piège magnétique.
• [12]
  Voir le chapitre 14.
• [13]
  La pression résiduelle dans l’enceinte n’est pas une limitation si l’expérience est menée dans une enceinte à ultra vide (pression inférieure à 10⁻¹¹ mbar).
• [14]
  Cette affirmation n’est valable que tant que le gaz n’est pas entré dans le régime hydrodynamique [Roos et al. (2003)].
• [15]
  Voir 14.6.
• [16]
  Dark§spot en anglais (NdT).
• [17]
  Le groupe d’Eric Cornell a fait la démonstration d’une autre méthode pour évaporer les atomes, en les approchant progressivement d’une surface diélectrique [Harber et al. (2003)]. Les atomes d’énergie élevée, dont la trajectoire est la plus étendue dans l’espace, sont donc adsorbés de façon sélective à la surface. On force l’évaporation en approchant petit à petit l’échantillon de la surface.
• [18]
  Pour un gaz thermique de rayon initial ∆x₀ dans la direction x et ∆y₀ dans la direction y, l’expansion lors d’une expérience de temps de vol conduit à une évolution du rayon selon x en fonction du temps donnée par où ∆v = (k_B T/m)^1/2 est la dispersion en vitesse, liée à la température. La même conclusion est valable pour la direction y. Après un temps d’évolution grand devant ∆x₀/∆v et ∆y₀/∆v, le rayon du nuage vaut ∆x(t) ’ (∆v)t selon x et selon y. L’anisotropie initiale eventuelle ∆x₀/∆y₀ disparaît si la mesure est faite après un long temps d’expansion (t → ∞) puisque ∆x(t)/∆y(t) → 1.
• [19]
  Voir la figure 22.5 du chapitre 22.
• [20]
  Voir §21.3.4.
• [21]
  Voir [Reichel (2002)] et les références incluses.
• [22]
  Voir §22.5.
• [23]
  Voir §22.5.3
• [24]
  Office fédéral allemand de métrologie.
• [25]
  Pour une présentation simple de l’expérience, voir aussi [Wilson (2011)].
• [26]
  Voir §21.3.2.
• [27]
  Voir §16.6.
• [28]
  En anglais crossover (NdT).