Gradient Echo Quantum Mémoire chaud atomique de vapeur

Summary

La mémoire en écho de gradient est un protocole de mémoriser des états quantiques optiques de la lumière dans des ensembles atomiques. Mémoire quantique est un élément clé d'un répéteur quantique, qui peut étendre la gamme de distribution quantique de clé. Nous décrivons le fonctionnement du système lorsqu'il est implémenté dans un ensemble atomique à 3 niveaux.

Abstract

Gradient mémoire écho (GEM) est un protocole pour mémoriser des états quantiques optiques de la lumière dans des ensembles atomiques. La principale motivation pour une telle technologie est que la distribution quantique de clé (QKD), qui utilise d'incertitude de Heisenberg pour garantir la sécurité des clés cryptographiques, est limitée à la distance de transmission. Le développement d'un répéteur quantique est une voie possible pour étendre la gamme de QKD, mais un répéteur aura besoin d'une mémoire quantique. Dans nos expériences, nous utilisons un gaz de rubidium 87 en phase vapeur qui est contenue dans une cellule de gaz chaud. Cela rend le système particulièrement simple. Il existe également un programme très polyvalent qui permet de raffinement en mémoire de l'état stocké, comme le décalage de fréquence et la manipulation de la bande passante. La base du protocole GEM est d'absorber la lumière dans un ensemble d'atomes qui a été préparé dans un gradient de champ magnétique. Le renversement de ce gradient conduit à la remise en phase de la polarisation atomique et donc le rappel de l'état optique stockée. We décrira la façon dont nous préparons les atomes et ce gradient et également décrire certains des écueils qui doivent être évités, en particulier le mélange à quatre ondes, qui peut donner lieu à un gain optique.

Introduction

L'un des défis auxquels sont confrontés circulation technologies de l'information quantique est la capacité à construire une mémoire pour les états quantiques. Pour photonique quantique calcul ^1, ou un répéteur quantique utilisé dans un système de distribution quantique de clés ^2, cela signifie la construction d'une mémoire pouvant stocker des états quantiques de la lumière ^3. L'une des approches adoptées pour atteindre cet objectif est d'utiliser des ensembles d'atomes qui peuvent être contrôlés de manière à stocker puis libérer de manière contrôlée la lumière à un moment plus tard. De nombreuses techniques ont été développées, y compris la transparence induite électromagnétiquement (EIT) ^4, le peigne de fréquence atomique (AFC) ^{5, 6, 7,} mélange à quatre ondes (FWM) ^8, Raman absorption ^9, l'interaction de Faraday ¹⁰ et photons techniques d'écho ^{11, 12 , 13, 14, 13, 15, 16, 17, 18, ​​19.}

L'objectif de ce papier est Λ - Gradient Echo mémoire (Λ-GEM), qui fonctionne à l'aide de troisMédias atomiques structurés à niveau »Λ '. Il a été initialement mis en œuvre dans une cellule de vapeur de Rb chaud en 2008 ^20. Ce schéma a été utilisé comme une mémoire à accès aléatoire pour des impulsions de lumière, ^21, a une efficacité démontrée aussi élevé que 87% ^22, permet le stockage silencieux d'états quantiques ²³ et montre une certaine promesse comme une plate-forme pour les opérations optiques non linéaires ^24. Nous avons aussi récemment publié un article qui va dans quelques détails sur l'interaction de cette mémoire avec de la vapeur chaude atomique ^25.

L'essence de la technique est que nous préparons un ensemble d'atomes qui est inhomogène élargi de sorte que les atomes absorbent une impulsion de lumière. Dans notre expérience, nous utilisons absorption Raman, comme le montre la Figure 1a. La lumière de la sonde, qui doit être stocké, sera mappée sur la cohérence entre les deux états fondamentaux des atomes. L'élargissement est fourni par l'application d'un gradien de champ magnétiquet le long de la direction de propagation optique, induisant un gradient spatial dans les fréquences d'absorption Raman, comme le montre la Figure 1b. Les différentes composantes de fréquence de l'impulsion stockée sont donc mises en correspondance avec les différents emplacements spatiaux de manière linéaire le long de la longueur de l'ensemble atomique. En d'autres termes, le profil spatial de l'onde de spin nucléaire qui est produit par l'absorption de l'impulsion d'entrée est proportionnelle à la transformée de Fourier du profil temporel de l'impulsion d'entrée. Comme nous allons le décrire plus tard, il est de ce gradient de fréquence qui permet également certaines des capacités de traitement spectrales intéressantes de cette mémoire. En inversant le gradient de champ, l'évolution de la cohérence de l'ensemble atomique peut être inversée dans le temps. Ceci permet la récupération de l'impulsion de lumière.

Protocol

Une. Certains éléments personnalisés construits

1. résonateurs annulaires

   Dans cette expérience, deux résonateurs en anneau qui se divisent et se combinent les faisceaux de fréquences différentes sont nécessaires. La conception de la cavité est représentée sur la Fig. 2.
   1. Renforcer les résonateurs autour d'un cylindre creux de l'aluminium en volume. D'un côté, monter deux miroirs plats avec réflectivité identique. Sur l'extrémité opposée monter une réflectivité miroir courbe maximale. Les miroirs n'ont pas besoin d'être collé à la cavité entretoise. Avec usinage attention de l'entretoise, les bouchons sont suffisantes pour les maintenir en place.
   2. Combiner le miroir courbe avec un actionneur torique et piézo-électrique pour permettre le contrôle de la fréquence de résonance de la cavité. Placer le joint torique entre le miroir et la cavité d'espacement, avec l'élément piézoélectrique derrière le miroir. Comprimer ces éléments sur la cavité entretoise avec le bouchon afin de permettre un actionnement rapide du miroir d'extrémité. La combinaison de compression toriqueet piézo-haute vitesse permet généralement pour des largeurs de bande de contrôle de plus de 10 kHz.
      Remarque: Pour cet exemple, les entretoises sont d'environ 25 cm de long. Cette longueur est arbitraire, mais il doit être choisi de telle sorte que le contrôle et la lumière de la sonde ne sont pas coresonant, ce qui signifie que la séparation hyperfine ne doit pas être un multiple de la libre spectrale de gamme. En raison de la géométrie de l'anneau, la cavité aura modes de polarisation non dégénérées de finesse différente. Les miroirs revêtu personnalisés sont spécifiés pour fournir une cavité de finesse autour de 1000 pour s-lumière polarisée, ce qui conduit à une finesse de l'ordre de 100 pour la lumière polarisée p. Bien que ces expériences sont généralement menées sur le mode de faible finesse, la configuration peut être facilement mis à la mode haute finesse devrait filtrage plus fort des faisceaux être nécessaire.
2. La conception de la cellule de mémoire et son logement
   1. Pour construire l'appareil de mémoire, utilisez une longue cellule contenant un isotope amélioré ⁸⁷ Rb along avec 0,5 Torr de gaz tampon Kr. Dans la configuration, la longueur est de 20 cm. Les fenêtres de la cellule sont antireflet. Cette cellule doit être chauffé à environ 80 ° C à l'aide d'un fil de chauffage non magnétique.
   2. Enveloppez la cellule en trois solénoïdes concentriques. Les deux électro-aimants intérieurs créent les gradients de champ magnétique. Pour conclure ces solénoïdes, effectuer une simulation en utilisant l'équation de Biot-Savart. Simuler le solénoïde à pas variable qui fournira un champ magnétique variant linéairement.
   3. Utilisation d'un programme graphique, imprimer une parcelle de cette spirale sur un morceau de papier. Enroulez le papier autour d'un tuyau en PVC de fournir une ligne à suivre et enrouler le fil sur le tube.

      Nota: Dans cette configuration, les bobines sont de 50 cm de long, plus de deux fois la longueur de la cellule à gaz, afin d'éviter les effets de bord. Les diamètres sont de 6 à 10 cm, ce qui est deux fois le diamètre de la cellule, pour s'assurer que les champs magnétiques sont principalement longitudinal. Les solénoïdes de gradient s'opposent donc that commutation entre eux passera le signe de la pente (voir Fig. 3). Dans une expérience typique, de 2 à 3 A du courant est dirigé à travers ces bobines et les bobines sont commutés en 4.3 ps.

   4. Pour optimiser le temps de commutation et d'arrêt des oscillations utilisent 200 Ω résistances d'amortissement en série avec les bobines. Placer ces deux électro-aimants à l'intérieur de la troisième bobine enroulée qui est normalement utilisé pour fournir un champ magnétique continu de lever la dégénérescence Zeeman des niveaux. Le rubidium a un décalage d'environ 1,4 MHz / G du champ magnétique ^26. Un champ DC typique est de 6 G, tandis que les gradients seraient 2 G / m.
   5. Placer deux couches de blindage μ-métal autour des trois bobines magnétiques pour réduire l'influence du champ magnétique terrestre sur l'expérience.

2. Disposition du chemin optique du faisceau

1. Utilisez un laser monomode accordé près de la ligne de rubidium D ₁ à 795 nm. Surveillance de la fréquencedu laser à l'aide d'une mesure d'absorption saturée, comme le montre la figure 3. Désaccorder la fréquence d'environ 1,5 GHz au-dessus de la valeur de 2 à F F '= 2 transition. Ce sera la fréquence approximative du faisceau de commande.
2. Au BS2 diviseur de faisceau, appuyez sur une certaine lumière sur le laser principal pour former le faisceau de commande. Décaler sa fréquence à l'aide du modulateur AOM1 acousto-optique. Cette modulation permet également d'AOM de la puissance du faisceau de commande. Pousser la AOM, passer la sortie d'une source de signal par l'intermédiaire d'un commutateur RF qui est commandé par un signal TTL, puis amplifier le signal avant de l'envoyer dans l'AOM. Ajuster la fréquence de commande, afin d'optimiser l'absorption Raman par exemple, en changeant la fréquence d'entraînement de ce AOM. La fréquence d'excitation RF dans des AOM de l'installation est de 80 MHz, mais cela est arbitraire.
3. Désaccorder le faisceau de la sonde, qui seront stockées dans la mémoire quantique, de 6,8 GHz à partir du faisceau de contrôle, cette fréquence étant au rez-de hyperfine état de division⁸⁷ Rb. Pour préparer cette fréquence, passer le laser à travers un modulateur électro-optique à fibre couplé qui est entraîné par une source de micro-ondes de 6,8 GHz. Ceci génère un tableau de bandes latérales aux harmoniques de 6,8 GHz, au-dessus et au-dessous de la fréquence porteuse.
4. Pour obtenir un faisceau de sonde avec une fréquence pure, séparer le 6. GHz lumière 8 de toutes les autres bandes latérales de modulation indésirables. Pour ce faire, utilisez l'une des cavités annulaires. Verrouillez la cavité 1 sur résonance avec le 6. GHz bande latérale 8. Cette fréquence sera ensuite transmis à travers le résonateur, tandis que toutes les autres fréquences sont reflétées, préparant ainsi une fréquence pure qui portera sur l'état des atomes de rubidium F = 1 sol. La cavité peut être verrouillé à l'aide de la technique Pound-Drever-Hall ^27], en utilisant la lumière réfléchie par le miroir d'entrée.
5. Prélever une partie du faisceau laser à BS3 et l'envoyer par AOM2 pour permettre un contrôle précis de la fréquence et de l'intensité du faisceau de la sonde. Làsont un couple de méthodes disponibles pour conduire l'AOM. Par exemple, utiliser un générateur de signal programmable fixé pour générer des impulsions gaussiennes modulées à 80 MHz. Sinon, combiner un signal continu de 80 MHz avec une impulsion à un mélangeur RF pour donner une impulsion modulée à 80 MHz. De toute façon, ce gaussienne modulée est ensuite amplifié et envoyé dans l'AOM pour donner une impulsion de lumière dans un ordre diffracté de l'AOM.
   Remarque: Cette commande diffractée fournira des impulsions finement contrôlées de lumière qui peuvent être stockées dans la mémoire. L'amplitude des impulsions peut être réglée à l'aide d'une combinaison de la puissance d'entraînement de l'OMA et en faisant varier le rapport de division de BS1. Ceci permet une production fiable d'une large gamme d'amplitudes d'impulsions, et, en particulier, permet la production d'impulsions de très faibles avec les nombres moyens de photons inférieur à 1 ^23.
6. L'étape suivante consiste à recombiner les sondes et de contrôle des faisceaux. Cela pourrait être fait avec un diviseur de faisceau simple, mais cela signifierait perdre une partie de la lumière.Si la polarisation de la sonde et de contrôle ont été ensuite orthogonal recombinaison sans perte pouvait être obtenue en utilisant un séparateur de faisceau polarisant, mais le stockage ne peut vraiment être optimisé par l'intermédiaire d'une commande indépendante de la sonde et de commande des polarisations.
   1. Pour ce faire, utiliser un deuxième, à haut rendement, cavité en anneau à impédance adaptée. Mettre en place une cavité de sorte que le faisceau de sonde est transmise à travers, alors que le champ de commande est réfléchie par le miroir de sortie. Transmission de la sonde à travers ce second résonateur fournit également une deuxième couche de filtrage de fréquence, ce qui permet d'éviter les problèmes de mélange à quatre ondes.
   2. Verrouiller cette cavité à la fréquence du faisceau de sonde en utilisant un faisceau de verrouillage auxiliaire (ligne en pointillés) qui est injecté dans le mode inverse de la cavité. Tune ce faisceau à une fréquence différente, la polarisation et le mode spatial du faisceau de sonde de sorte qu'elle peut être détectée sur la réflexion sans affecter défavorablement le faisceau sonde. La raison de ces efforts est que celaest diablement difficile à utiliser la faible puissance, faisceau sonde pulsée pour verrouiller la cavité. Les faisceaux de commande et de sonde sont collimatés avant de la cellule de mémoire à 7 mm et 3 mm dimensions, respectivement.
   3. La puissance de la zone de commande avant de la cellule de mémoire est d'environ 270 mW de puissance et de la sonde peut être choisie entre zéro et quelques microwatts en fonction de la course de l'expérience. En utilisant une lame quart d'onde, ajuster la polarisation de la sonde et de contrôle combinée poutres être (environ) circulaire et de la même hélicité. Injecter dans l'appareil de pile à gaz de mémoire.
7. Contrôler la synchronisation de tous les éléments de l'expérience en utilisant un programme LabVIEW ^28. Un cycle de travail typique serait de 120 microsecondes. Mettez le radiateur pendant le temps de stockage de la mémoire pour éviter les interférences avec le fonctionnement de la mémoire. Une séquence dans le temps typique est représenté sur la figure 4. Si possible, passer le faisceau de commande pendant que le voyant est stocké dans la mémoire. Dans une cellule à gaz chaud, bien que ee transition Raman est désaccordée de l'état excité au-delà de la largeur Doppler, le champ de contrôle peut encore être une source importante de la décohérence dans la mémoire en raison de la probabilité non nulle de la diffusion Raman spontanée. La diffusion Raman est directement proportionnelle à la puissance du champ de commande et inversement proportionnelle au carré de la désaccorder. Si le champ de commande est maintenu pendant le temps du stockage, il peut interagir avec les deux états inférieurs et détruire la cohérence avec le taux exponentiel défini par la diffusion. Ceci est expliqué plus loin dans la section de travail.
8. Après stockage et le rappel, passer la sonde à travers une cellule de filtrage afin de dépouiller le domaine du contrôle de la poutre. Il est possible d'utiliser une cellule avec un mélange naturel de Rb. Le ⁸⁵ Rb domine et absorbe fortement à la fréquence du faisceau de commande, fournissant 60 dB de suppression. Le faisceau de sonde est atténuée beaucoup moins, typiquement de 1,4 dB. Utilisation d'une cellule de 75 mm de longueur, chauffé à 140 ° C.Une cellule avec un isotope amélioré ⁸⁵ Rb conduirait à moins d'absorption de la sonde.
9. L'étape finale est la détection des impulsions de sonde, en utilisant un ou homodyne détection hétérodyne. L'avantage de cette méthode de détection est qu'il est en mode sélectif si la lumière de contrôle résiduel n'aura pas d'incidence sur les mesures. L'écho a une polarisation (près de) circulaire qui est faite en utilisant une combinaison linéaire de la plaque half-wave/quarter-wave.
   1. Pour produire de l'oscillateur local, prélever une partie du faisceau à BS4 et changer sa fréquence en utilisant AOM4. Mémorisez le signal de la configuration homodyne ou hétérodyne utilisant un oscilloscope rapide, déclenchée au programme de contrôle de LabVIEW.

Results

Une. Utilisation de l'absorption Raman comme outil de diagnostic

Le premier résultat à obtenir est une absorption de la raie Raman de la lumière de faisceau de sonde. Optimisation de cette fonction d'absorption va un long chemin vers la réalisation de la meilleure performance de mémoire. Avec les bobines de gradients magnétiques éteints, la fréquence de commande peut être balayé en présence d'une faible onde de sonde continu. L'absorption du faisceau de sonde est directement liée à la densité optique de la cellule atomique. Sur cette base, la température de la cellule, la puissance du faisceau de commande et le désaccord de photon unique peut être optimisée grâce à un processus itératif pour améliorer l'absorption de Raman meilleur possible. Trop de puissance contrôle faisceau va augmenter l'absorption, mais aussi d'élargir la largeur de la ligne. Lorsque optimisé, la largeur est de l'ordre de 100 kHz dans notre système.

Mise en marche de l'une des bobines de gradient élargira la raie Raman. La largeur de l'absorption élargie dissuadermines la bande passante de la mémoire. Un compromis doit donc être fait entre la densité optique, ce qui affecte l'efficacité de la mémoire, et la bande passante de la mémoire. La transmission de la sonde est indiquée pour l'un de nos lignes Raman élargi de la figure 5, où la bande passante mémoire est fixé à environ 1 MHz.

Commutation sur les deux bobines de gradients magnétiques dans le même temps, la largeur de raie d'absorption nonbroadened doit être récupérée. Toute disparité dans l'amplitude du courant ou hétérogénéité spatiale des champs magnétiques reflétera directement sur un élargissement et la distorsion de l'absorption Raman.

2. Pulse stockage

La configuration la plus simple pour la mémoire est le stockage de l'impulsion unique et la récupération. Ce serait, par exemple, enregistrer les impulsions d'une durée de 2 microsecondes et la commutation des bobines de gradients magnétiques 3 microsecondes après le pic de l'impulsion, comme représenté sur la figure 6. Si la densité optique est faible, certains Leaka lumièrege sera observée en fonction de la densité optique (DO) du milieu. Accordé soigneusement les paramètres de la mémoire est essentielle à l'obtention de stockage à haute efficacité. Cela comprend l'optimisation de la température de la cellule de mémoire, l'alignement soigneux entre la sonde et le champ de commande, le réglage de l'intensité du faisceau de commande pour trouver le meilleur compromis entre l'absorption et la diffusion, assurant la polarisation correcte des poutres et le réglage des fréquences de la sonde et de contrôle des faisceaux. Cette méthode d'optimisation est en outre expliqué dans la section discussion. Efficacité supérieure à 80% pour un temps de stockage de 4 microsecondes ²² peuvent être attendus lorsque tous ces paramètres sont bien réglés. L'efficacité du stockage est défini comme le rapport entre l'énergie de l'écho rappelé et l'énergie d'une impulsion identique qui n'a pas été stockée dans la mémoire. Cette Facteurs efficacement l'effet des pertes linéaires, par exemple en raison de réflexions de Fresnel sur les surfaces ou les absorptd'ions dans la cellule de filtrage. Lors de l'utilisation d'une détection hétérodyne, l'énergie des impulsions est mesurée en élevant au carré le signal de superposition et en mesurant les zones des enveloppes de l'impulsion.

La fréquence et la largeur de bande de l'impulsion récupérée dépend du courant injecté dans les bobines de gradient. Manipulation simple de ces courants permet un réglage fin de l'impulsion récupéré. Manipulations spectrales plus complexes (tels que ceux décrits dans ²⁹⁾ peuvent être effectuées en utilisant une configuration de bobine plus avancé où le gradient le long de la mémoire peut être réglé en fonction de la position et du temps de façon indépendante.

Figure 1. a) Le système de niveau dans la Rb D ₁ ligne ⁸⁷ utilisé dans la mémoire. La lumière de la sonde est absorbée Raman pour créer un pari de cohérence ween F = 1 et F = 2 sol-Unis. b) Le gradient de champ magnétique donne désaccord dépendance spatiale des États-sol le long de la longueur de la cellule. Inverser la pente et en tournant le faisceau de commande sur le rappel donne de la lumière de la sonde stockée. (Adapté de [34]). Cliquez ici pour agrandir l'image .

Figure 2. Schéma d'un nettoyeur de mode optique. Reportez-vous à la section Méthodes pour une description. Cliquez ici pour agrandir l'image .

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Figure 3. Schéma du dispositif expérimental AOM = modulateur acousto-optique;. MOE = modulateur électro-optique; BS = Beamsplitter; λ / 4 = lame quart d'onde. Cliquez ici pour agrandir l'image .

Figure 4. Une séquence de synchronisation typique pour la mémoire. (Tiré de ^35). Cliquez ici pour agrandir l'image .

Figure 5. Hétérodynée typique élargi ligne Raman lorsque l'un des ee bobines de gradient magnétique est allumé. Les données (mince ligne continue) est prise par mesure hétérodyne. L'oscillation est due au battement entre la lumière de la sonde et de la lumière de l'oscillateur local. La courbe en tirets montre l'enveloppe de ces données qui est la forme de la raie Raman élargi. (Mise à jour à partir de ^25). Cliquez ici pour agrandir l'image .

Figure 6. Typique moyenne efficacité GEM écho de courte durée de stockage. Les bobines de gradient magnétiques sont commutés à t = 10 ps (ligne pointillée). Rouge: entrée profil d'intensité d'impulsion. Bleu: sortie de l'intensité de la mémoire, ce qui démontre la lumière fuite (qui est apparente sous l'impulsion d'entrée rouge) et a rappelé écho, qui apparaît à droite de til s'élança en ligne. Cliquez ici pour agrandir l'image .

Figure 7. Four-onde mélangeant effet, lors du balayage de la ligne Raman, pour différentes puissances de champs de commande et des températures de la chambre. Pour cette figure unique, les polarisations du champ de commande et de faisceaux sondes ont été choisies de manière à maximiser l'effet. Pc est la puissance du faisceau de commande. (Mise à jour à partir de ^25). Cliquez ici pour agrandir l'image .

Discussion

Une condition nécessaire pour l'efficacité de la mémoire haute est un OD haute [30]. La DO de Λ-GEM est proportionnelle au facteur Raman Ω_c ² / Δ ^2, où Ω_c est le champ de couplage fréquence de Rabi et Δ est le désaccord Raman de l'état excité. Le taux de diffusion Raman spontanée est également proportionnelle au facteur Raman et il est donc un compromis entre la réalisation de forte absorption et de diffusion des pertes faibles. Pour trouver les réglages optimaux pour la puissance, le désaccord et la température du gaz du champ de contrôle, nous utilisons un processus itératif. Les pertes par diffusion peut être atténué dans une certaine mesure par la coupure du faisceau de commande en cours de stockage, après que l'impulsion est entièrement absorbée. Profondeur optique est également affectée par l'état interne des atomes. Idéalement, nous aimerions avoir autant d'atomes que possible dans le niveau hyperfin F = 1 pour augmenter l'absorption de la sonde. Le faisceau de commande joue également un rôle à cet égard car elle agit pour pomper des atomes de F = 2 àF = 1 niveaux. Ce n'est pas très efficace, en raison du désaccord, mais le faisceau de commande est puissante et peut être laissé en place pendant de longues périodes de temps entre les expériences de stockage d'impulsions. La largeur de la raie Raman dans notre expérience est de l'ordre de 100 kHz, ce qui est la plupart du temps à la suite de l'élargissement de puissance provoquée par le champ de commande. Ceci correspond presque à la vitesse à laquelle les atomes sont pompés à partir de la F = 2 à l'état hyperfin F = 1. Cependant, il y aura une certaine population à gauche sur mf = 2 (ou -2 selon le signe de la polarisation circulaire) de niveau hyperfin F = 2 en raison de l'absence de transitions optiques permises.

La DO dépendra aussi fortement de la température de la cellule, qui détermine le nombre d'atomes dans la phase gazeuse. On utilise une température d'environ 78 ° C, mesurée au centre de la cellule. Nous avons remarqué que, dans notre cellule, en augmentant la température au-delà de 85 ° C peut entraîner une certaine absorption de la zone de commande ainsi que d'une certaine absorption incohérent de thsignal e de la sonde. L'appareil est éteint pendant la course expérimental pour éviter de perturber le champ magnétique à l'intérieur de la cellule.

Polarisations des deux champs de sondes et de contrôle jouent également un rôle crucial dans l'efficacité d'absorption de la mémoire. La ligne de transition D1 de 87Rb a deux états excités hyperfins avec un total de 8 sous-niveaux Zeeman. En principe, le choix des polarisations circulaires identiques à la fois pour la sonde et les champs de contrôle veille à ce qu'ils interagissent uniquement avec le niveau d'état excité mf = 2 (ou -2), F '= 2. Les polarisations linéaires ou elliptiques des champs laser donne lieu à un couplage Raman par l'intermédiaire d'autres sous-niveaux Zeeman de F '= 1, 2. Cela se traduira par l'élargissement et l'asymétrie dans la forme de la ligne Raman, en raison des différentes constantes de couplage et des changements ac Stark des différentes transitions. Malheureusement, les champs de sondes et de contrôle polarisée circulaire identique préparés avant que la mémoire peuvent éprouver polarisation différente auto-rotations comme ils se propagent à travers la mémoire. Cet effet est plus prononcé dans les médias DO élevées, ce qui dans notre expérience. Cela signifie que l'ajustement des sondes et de contrôle de polarisation du faisceau est nécessaire pour contrecarrer l'impact de l'auto-rotation.

Pour compliquer encore les choses, un processus dégénéré mélange à quatre ondes de (FWM) peut parfois être vu lorsque l'on travaille avec un grand OD ^25. Cela peut provoquer une amplification du bruit, et par conséquent d'introduire à l'état de sortie de la mémoire. En particulier, lorsque la polarisation linéaire est utilisée à la fois pour le contrôle de la sonde et des faisceaux, l'effet de FWM peut être grandement améliorée en raison de l'excitation Raman à travers de multiples états excités. Les conditions dans lesquelles le processus FWM est soit améliorée ou supprimée dans notre système sont résumés dans la référence ^25. L'impact de FWM peut être atténué par, encore une fois, affiner la polarisation de la sonde et de contrôle des faisceaux. De cette manière, les procédés FWM peuvent être réduites à un point tel qu'ils nepas ajouter du bruit à la lumière ²³ rappelé. En ce qui concerne FWM, il convient de noter que les deux cavités jouent un rôle important dans la répression de la bande latérale -6,8 GHz généré par la fibre MOE qui, autrement, ensemencer le processus FWM.

Les deux auto-rotation et FWM affectent la forme de la ligne Raman élargi. Après ajustements, on peut atteindre un caractère tout à fait en forme symétrique, à peu près rectangulaire absorption comme le montre la Figure 5. Cela contraste avec le cas de la figure 7 où les polarisations ont été choisis pour démontrer l'impact de FWM. Voici la fonction Raman est très asymétrique.

Comme mentionné précédemment, une cellule de Rb abondance naturelle a été utilisée pour filtrer le faisceau de commande et transmettre le faisceau de sonde à la section de détection. En raison de la température élevée de cette cellule, on a remarqué que les courants d'air à travers les fenêtres de la cellule provoquent des variations de la visibilité des franges de la détection hétérodyne, rectsconsulting des fluctuations du signal. Cet effet a été réduite au minimum par la mise en oeuvre de la détection hétérodyne, immédiatement après la cellule de filtrage et de réduire les courants d'air à travers les fenêtres de la cellule en utilisant la conception du four approprié. Nous avons observé une perte d'environ 30% de la sonde à travers la cellule de filtrage, en raison de réflexions de Fresnel depuis les fenêtres et à l'absorption par ⁸⁷ atomes de Rb dans la cellule de filtrage. Cette perte peut éventuellement être réduite en utilisant des revêtements anti-reflets sur les fenêtres de la cellule ⁸⁵ et en utilisant Rb pur à la place d'un mélange naturel de Rb.

Dans une cellule de vapeur chaude, la diffusion est l'une des principales limitations de la durée de stockage. Après absorption de la lumière, les atomes peuvent diffuser hors de la région cohérente, ainsi effacer partiellement les informations stockées. L'ajout d'un gaz tampon (0,5 Torr Kr, dans notre expérience) diminue l'effet de diffusion dans une certaine mesure. Gaz tampon trop, cependant, va augmenter de collision élargissement ^31. Cela augmente décembrel'absorption du champ OHERENCE et de contrôle, ce qui réduit l'efficacité du pompage mentionné ci-dessus. Une autre façon de réduire l'effet de diffusion transversale est d'augmenter le volume d'interaction en agrandissant les profils transversaux des champs de sonde et de contrôle. Cette approche sera éventuellement limitée par des collisions inélastiques avec les parois de la cellule. Dans ce cas, les parois cellulaires peuvent être enrobés avec des matériaux de antirelaxation ^{32, 33,} pour fournir des collisions élastiques sur les parois et donc d'améliorer le temps de cohérence atomique. En réduisant au minimum le choc de la paroi élastique à l'aide de revêtements appropriés de paroi et l'augmentation de la taille du faisceau laser afin de couvrir pratiquement la section transversale de la cellule, on pourrait s'attendre à des effets minimes de la diffusion transversale de la durée de stockage. Diffusion longitudinale pourrait alors devenir l'effet de décohérence dominante à longues périodes de stockage. Diffusion longitudinale amène les atomes d'expérimenter différentes intensités de champ magnétique au cours du temps de stockage qui peut se traduire par une réduction rephefficacité asing. Une façon de contrôler la diffusion longitudinale serait d'utiliser un ensemble atomique froid, tels que des atomes qui ont été refroidis dans un piège magnéto-optique (MOT). Que, toutefois, nécessite une toute nouvelle couche de complexité expérimentale impliquée dans le contrôle nuage atomique froid. C'est un système que nous évaluons actuellement dans notre laboratoire ^36.

Materials

List of materials used in this article

Name	Company	Catalog Number	Comments
Laser titane-saphir	M Squared Lasers		SolsTiS
Oscilloscope numérique	Lecroy		WaveRunner 44Xi-A
Cellule mémoire	Technologie		20 cm de long, 87Rb amélioré, 0,5 Torr Kr gaz tampon, revêtement AR
Cellule	filtrante Technologie		7,5 cm de long, mélange naturel Rb, sans gaz tampon
Fibre EOM	EOSPACE		PM-0K5-10-PFA-UL
AOM	AA Opto-Electronic		MT80-A1-IR
Composants d’entraînement AOM	Minicircuits		Amplificateur ZHL-1-2W
	Minicircuits		Mélangeur ZAD-6
	Agilent		80 MHz source de signal 33250A
Cavités			Cavité annulaire triangulaire sur mesure. FSR = 600 MHz, Finesse = 100. Miroirs plans (pour l’entrée et la sortie) Revêtement IBS par Advanced Thin Films. Le rétroviseur arrière est de 1 m ROC Newport Supermirror (R>99.97 %)
Photodiodes	Hamamatsu		S3883
Commutateurs de courant	et recherche		électroniques EDR83915/2 et EDR8276612