Pamięć kwantowa echa gradientowego w ciepłej parze atomowej

Summary

Pamięć echa gradientowego to protokół do przechowywania optycznych stanów kwantowych światła w zespołach atomowych. Pamięć kwantowa jest kluczowym elementem wzmacniacza kwantowego, który może rozszerzyć zakres kwantowej dystrybucji klucza. Przedstawiamy działanie schematu w przypadku implementacji w 3-poziomowym zespole atomowym.

Abstract

Pamięć echa gradientowego (GEM) to protokół do przechowywania optycznych stanów kwantowych światła w zespołach atomowych. Główną motywacją dla takiej technologii jest to, że kwantowa dystrybucja klucza (QKD), która wykorzystuje niepewność Heisenberga w celu zagwarantowania bezpieczeństwa kluczy kryptograficznych, ma ograniczoną odległość transmisji. Opracowanie wzmacniacza kwantowego jest możliwą ścieżką do rozszerzenia zakresu QKD, ale repeater będzie wymagał pamięci kwantowej. W naszych eksperymentach używamy gazu par rubidu 87, który jest zawarty w ciepłym ogniwie gazowym. To sprawia, że schemat jest szczególnie prosty. Jest to również bardzo wszechstronny schemat, który umożliwia udoskonalanie w pamięci przechowywanego stanu, takiego jak przesunięcie częstotliwości i manipulacja przepustowością. Podstawą protokołu GEM jest absorpcja światła do zespołu atomów, który został przygotowany w gradiencie pola magnetycznego. Odwrócenie tego gradientu prowadzi do ponownego zaniku polaryzacji atomowej, a tym samym do przywrócenia zapisanego stanu optycznego. Przedstawimy, w jaki sposób przygotowujemy atomy i ten gradient, a także opiszemy niektóre pułapki, których należy unikać, w szczególności mieszanie czterofalowe, które może prowadzić do wzmocnienia optycznego.

Introduction

Jednym z wyjątkowych wyzwań stojących przed technologią informatyki kwantowej jest możliwość zbudowania pamięci dla stanów kwantowych. W przypadku fotonicznych obliczeń kwantowych ¹ lub wzmacniacza kwantowego używanego w kwantowym systemie dystrybucji klucza ² oznacza to zbudowanie pamięci, która może przechowywać kwantowe stany światła ³. Jednym z podejść podjętych w tym celu jest wykorzystanie zestawów atomów, które mogą być kontrolowane w taki sposób, aby przechowywać, a następnie kontrolownie uwalniać światło w pewnym późniejszym czasie. Opracowano liczne techniki, w tym przezroczystość indukowaną elektromagnetycznie (EIT) ⁴, grzebień częstotliwości atomowej (AFC) ^{5, 6, 7}, mieszanie czterofalowe (FWM) ⁸, absorpcję Ramana ⁹, oddziaływanie Faradaya ¹⁰ i techniki echa fotonowego ^{11, 12, 13, 14, 13, 15, 16, 17, 18, 19}.

Tematem tego artykułu jest Λ - Gradient Echo Memory (Λ -GEM), które działa przy użyciu trójpoziomowych nośników atomowych o strukturze 'Λ'. Początkowo został zaimplementowany w ciepłym ogniwie parowym Rb w 2008 roku ²⁰. Schemat ten został wykorzystany jako pamięć o dostępie swobodnym dla impulsów świetlnych, ²¹, ma udowodnioną sprawność sięgającą 87% ²², zapewnia bezgłośne przechowywanie stanów kwantowych ²³ i jest obiecujący jako platforma dla nieliniowych operacji optycznych ²⁴. Niedawno opublikowaliśmy również artykuł, w którym szczegółowo omawiamy oddziaływanie tej pamięci z ciepłą parą atomową ²⁵.

Istotą techniki jest to, że przygotowujemy zestaw atomów, który jest niejednorodnie poszerzony tak, że atomy pochłaniają impuls światła. W naszym eksperymencie używamy absorpcji Ramanowskiej, jak pokazano na rysunku 1a. Światło sondy, które ma być przechowywane, zostanie odwzorowane na koherencji między dwoma stanami podstawowymi atomów. Poszerzenie zapewnia się poprzez zastosowanie gradientu pola magnetycznego wzdłuż kierunku rozchodzenia się promieniowania optycznego, indukując gradient przestrzenny w częstotliwościach absorpcji Ramana, jak pokazano na rysunku 1b. Różne składowe częstotliwościowe przechowywanego impulsu są zatem odwzorowywane liniowo na różnych lokalizacjach przestrzennych wzdłuż całej długości zespołu atomowego. Innymi słowy, profil przestrzenny atomowej fali spinowej, która jest generowana przez absorpcję impulsu wejściowego, jest proporcjonalny do transformaty Fouriera profilu czasowego impulsu wejściowego. Jak wykażemy później, to właśnie ten gradient częstotliwości umożliwia również niektóre z interesujących możliwości przetwarzania spektralnego tej pamięci. Poprzez odwrócenie gradientu pola, ewolucja koherencji zespołu atomowego może zostać odwrócona w czasie. Pozwala to na odzyskanie impulsu światła.

Protocol

1. Niektóre elementy zbudowane na zamówienie

1. Rezonatory pierścieniowe
   W tym eksperymencie potrzebne są dwa rezonatory pierścieniowe, które rozdzielają i łączą wiązki o różnych częstotliwościach. Konstrukcja wnęki pokazano na rys. 2.
   1. Zbuduj rezonatory wokół wydrążonego cylindra z aluminium luzem. Na jednym końcu zamontuj dwa płaskie lustra o identycznym współczynniku odbicia. Na przeciwległym końcu zamontuj zakrzywione lustro o maksymalnym współczynniku odbicia. Lustra nie muszą być przyklejane do przekładki wnęki. Przy starannej obróbce przekładki zaślepki wystarczą, aby utrzymać je na miejscu.
   2. Połącz zakrzywione lustro z O-ringiem i siłownikiem piezoelektrycznym, aby umożliwić kontrolę częstotliwości rezonansowej wnęki. Umieść O-ring między lustrem a przekładką wnęki, tak aby piezo znajdowało się za lustrem. Ściśnij te elementy na przekładce wnęki za pomocą zaślepki, aby umożliwić szybkie uruchomienie zwierciadła końcowego. Połączenie kompresji O-ringu i szybkiego piezoelektrycznego zazwyczaj pozwala na sterowanie szerokościami pasma przekraczającymi 10 kHz.
      Uwaga: W tym przykładzie przekładki mają około 25 cm długości. Długość ta jest dowolna, chociaż powinna być tak dobrana, aby światło kontrolne i sondy nie było współbrzmiące, co oznacza, że rozszczepienie nadsubtelne nie może być wielokrotnością swobodnego zakresu spektralnego. Ze względu na geometrię pierścienia, wnęka będzie miała niezdegenerowane tryby polaryzacji o różnej finezji. Lustra z powłoką na zamówienie są zaprojektowane tak, aby zapewnić wnękę finezji około 1,000 dla światła spolaryzowanego, co prowadzi do finezji około 100 dla światła spolaryzowanego p. Chociaż eksperymenty te są zwykle przeprowadzane w trybie niskiej finezji, konfigurację można łatwo przełączyć w tryb wysokiej finezji, jeśli wymagane jest silniejsze filtrowanie wiązek.
2. Budowa komórki pamięci i jej obudowy
   1. Do budowy aparatu pamięci należy użyć długiego ogniwa zawierającego izotopowo wzmocnione ⁸⁷Rb wraz z 0,5 Torr gazu buforowego Kr. W konfiguracji długość wynosi 20 cm. Okna celi są pokryte powłoką antyrefleksyjną. Ogniwo to musi być podgrzane do około 80 °C za pomocą niemagnetycznego drutu grzejnego.
   2. Zamknij komórkę w trzech koncentrycznych elektrozaworach. Dwa wewnętrzne elektromagnesy tworzą gradienty pola magnetycznego. Aby nakręcić te elektrozawory, należy przeprowadzić symulację przy użyciu równania Biot-Savart. Zasymuluj elektromagnes o zmiennym skoku, który zapewni liniowo zmieniające się pole magnetyczne.
   3. Za pomocą programu do tworzenia wykresów wydrukuj wykres tej spirali na kartce papieru. Owiń papier wokół rury PVC, aby zapewnić linię do naśladowania i nawiń drut na rurę.
      Uwaga: W tej konfiguracji cewki mają 50 cm długości, czyli ponad dwa razy więcej niż długość ogniwa gazowego, aby uniknąć efektów krawędziowych. Średnice wynoszą 6 i 10 cm, czyli dwa razy więcej niż średnica ogniwa, aby zapewnić, że pola magnetyczne są w większości podłużne. Solenoidy gradientu są naprzeciw siebie tak, że przełączanie między nimi spowoduje przełączenie znaku gradientu (patrz rys. 3). W typowym eksperymencie przez te cewki przepływa prąd o natężeniu 2-3 A, a cewki są przełączane w ciągu 3-4 μsec.
      
   4. Aby zoptymalizować czas przełączania i zatrzymać oscylacje, należy użyć 200 Ω rezystorów tłumiących połączonych szeregowo z cewkami. Umieść te dwa elektromagnesy w trzeciej normalnie uzwojonej cewce, która służy do dostarczania pola magnetycznego prądu stałego w celu podniesienia degeneracji poziomów Zeemana. Rubid ma przesunięcie pola magnetycznego o około 1,4 MHz/G ²⁶. Typowe pole prądu stałego wynosi 6 G, podczas gdy gradienty wynoszą 2 G/m.
   5. Umieść dwie warstwy ekranu z μ-metalu wokół trzech cewek magnetycznych, aby zmniejszyć wpływ pola magnetycznego Ziemi na eksperyment.

2. Układ ścieżki wiązki optycznej

1. Użyj lasera jednomodowego dostrojonego w pobliżu linii rubidu D₁ przy długości fali 795 nm. Monitoruj częstotliwość lasera za pomocą pomiaru absorpcji nasyconej, jak pokazano na rysunku 3. Rozstrój częstotliwość o około 1,5 GHz powyżej przejścia F=2 do F'=2. Będzie to przybliżona częstotliwość wiązki sterującej.
2. W rozdzielaczu wiązki BS2 odczep trochę światła od głównego lasera, aby utworzyć wiązkę sterującą. Przesuń jego częstotliwość za pomocą modulatora akustyczno-optycznego AOM1. Ten AOM umożliwia również modulację mocy wiązki sterującej. Aby sterować AOM, przepuść wyjście źródła sygnału przez przełącznik RF, który jest sterowany przez sygnał TTL, a następnie wzmocnij sygnał przed wysłaniem go do AOM. Dostosuj częstotliwość regulacji, aby zoptymalizować absorpcję Ramana, na przykład poprzez zmianę częstotliwości sterowania tego AOM. Częstotliwość sterowania RF AOM w konfiguracji wynosi 80 MHz, ale jest to dowolne.
3. Rozstroić wiązkę sondy, która będzie przechowywana w pamięci kwantowej, o 6,8 GHz od wiązki sterującej, przy czym częstotliwość ta jest nadsubtelnym rozszczepieniem stanu podstawowego ^{wynoszącym 87}Rb. Aby przygotować tę częstotliwość, przepuść laser przez modulator elektrooptyczny sprzężony ze światłowodem, który jest napędzany przez źródło mikrofal 6,8 GHz. W ten sposób powstaje szereg wstęg bocznych przy harmonicznych 6,8 GHz, powyżej i poniżej częstotliwości nośnej.
4. Aby uzyskać wiązkę sondy o czystej częstotliwości, oddziel +6.Światło 8 GHz ze wszystkich innych niepożądanych wstęg bocznych modulacji. Aby to zrobić, użyj jednej z wnęk pierścieniowych. Zablokuj wnękę 1 przy rezonansie z +6.Pasmo boczne 8 GHz. Częstotliwość ta będzie następnie przesyłana przez rezonator, podczas gdy wszystkie inne częstotliwości zostaną odbite, przygotowując w ten sposób czystą częstotliwość, która będzie odnosić się do stanu podstawowego F=1 atomów rubidu. Wnęka może być zamknięta za pomocą techniki Pounda-Drevera-Halla ^27], przy użyciu światła odbitego od zwierciadła wejściowego.
5. Odczep część wiązki laserowej w BS3 i wyślij ją przez AOM2, aby umożliwić precyzyjną kontrolę częstotliwości i intensywności wiązki sondy. Dostępnych jest kilka metod sterowania AOM. Na przykład, użyj programowalnego zestawu generatora sygnału do generowania impulsów Gaussa modulowanych z częstotliwością 80 MHz. Alternatywnie, połącz ciągły sygnał 80 MHz z impulsem w mikserze RF, aby uzyskać impuls modulowany z częstotliwością 80 MHz. Tak czy inaczej, ten modulowany Gaussian jest następnie wzmacniany i wysyłany do AOM, aby dać impuls światła w porządku dyfrakcyjnym AOM.
   Uwaga: Ten dyfrakcyjny porządek zapewni precyzyjnie kontrolowane impulsy światła, które mogą być przechowywane w pamięci. Amplitudę impulsów można dostroić za pomocą kombinacji mocy napędu AOM i zmiany współczynnika podziału BS1. Pozwala to na niezawodne wytwarzanie szerokiego zakresu amplitud impulsów, a w szczególności pozwala na wytwarzanie bardzo słabych impulsów o średniej liczbie fotonów mniejszej niż ^1,23.
6. Kolejnym etapem jest rekombinacja sondy i wiązki sterującej. Można to zrobić za pomocą prostego rozdzielacza wiązki, ale oznaczałoby to utratę części światła. Gdyby polaryzacja sondy i sterowania była ortogonalna, wówczas bezstratną rekombinację można by osiągnąć za pomocą rozdzielacza wiązki polaryzacyjnej, ale przechowywanie można naprawdę zoptymalizować tylko poprzez niezależne sterowanie sondą i polaryzację kontrolną.
   1. Aby to osiągnąć, należy użyć drugiej, wysokowydajnej, dopasowanej impedancji, wnęki pierścieniowej. Ustaw wnękę tak, aby wiązka sondy była przepuszczana, podczas gdy pole sterujące odbijało się od lustra wyjściowego. Transmisja sondy przez ten drugi rezonator zapewnia również drugą warstwę filtrowania częstotliwości, co pomaga uniknąć problemów z mieszaniem czterofalowym.
   2. Zablokuj tę wnękę na częstotliwość wiązki sondy za pomocą pomocniczej belki blokującej (linia przerywana), która jest wtryskiwana do trybu odwrotnego wnęki. Dostosuj tę wiązkę do innej częstotliwości, polaryzacji i trybu przestrzennego niż wiązka sondy, aby mogła zostać wykryta przy odbiciu bez negatywnego wpływu na wiązkę sondy. Powodem tego wysiłku jest to, że piekielnie trudno jest użyć impulsowej wiązki sondy o małej mocy do zablokowania wnęki. Belki sterujące i sondujące są kolimowane przed komórką pamięci odpowiednio do rozmiarów 7 mm i 3 mm.
   3. Moc pola kontrolnego przed komórką pamięci wynosi ~270 mW, a moc sondy można wybrać od zera do kilku mikrowatów w zależności od przebiegu eksperymentu. Za pomocą płytki ćwierćfalowej wyreguluj polaryzację połączonej sondy i wiązki sterującej tak, aby była (w przybliżeniu) kołowa i miała taką samą spiralność. Wstrzyknij je do aparatu komórki gazowej pamięci.
7. Kontroluj czas wszystkich elementów eksperymentu za pomocą programu LabVIEW ²⁸. Typowy cykl pracy wynosiłby 120 μs. Wyłącz grzałkę na czas przechowywania pamięci, aby uniknąć zakłóceń w działaniu pamięci. Typowa sekwencja czasowa jest pokazana na rysunku 4. Jeśli to możliwe, wyłącz światło sterujące, gdy lampka jest zapisana w pamięci. W ciepłym ogniwie gazowym, mimo że przejście Ramana jest rozstrojone ze stanu wzbudzonego poza szerokością Dopplera, pole kontrolne może nadal być znaczącym źródłem dekoherencji w pamięci ze względu na niezerowe prawdopodobieństwo spontanicznego rozpraszania Ramana. Rozpraszanie Ramana jest wprost proporcjonalne do mocy pola kontrolnego i odwrotnie proporcjonalne do kwadratu rozstrojenia. Jeśli pole kontrolne jest włączone przez cały czas przechowywania, może oddziaływać z dwoma niższymi stanami i niszczyć spójność z szybkością wykładniczą określoną przez rozpraszanie. Jest to wyjaśnione w dalszej części sekcji dyskusji.
8. Po przechowywaniu i wycofaniu przepuść sondę przez komórkę filtrującą w celu usunięcia pola kontrolnego z wiązki. Możliwe jest użycie ogniwa z naturalną mieszanką Rb. ⁸⁵Rb dominuje i silnie pochłania na częstotliwości wiązki sterującej, zapewniając 60 dB tłumienia. Wiązka sondy jest tłumiona znacznie mniej, zwykle 1,4 dB. Użyć kuwety o długości 75 mm, podgrzanej do temperatury 140 °C. Ogniwo o izotopowo wzmocnionym ⁸⁵Rb prowadziłoby do mniejszej absorpcji sondy.
9. Ostatnim krokiem jest detekcja impulsów sondy za pomocą detekcji homodynowej lub heterodynowej. Zaletą tej metody wykrywania jest to, że jest ona selektywna w zależności od trybu, więc część szczątkowego światła sterującego nie będzie miała wpływu na pomiary. Echo ma (prawie) kołową polaryzację, która jest liniowa za pomocą kombinacji płytki półfalowej/ćwierćfalowej.
   1. Aby wytworzyć lokalny oscylator, odczep część wiązki w BS4 i przesuń jej częstotliwość za pomocą AOM4. Zapisz sygnał z konfiguracji homodyny lub heterodyny za pomocą szybkiego oscyloskopu, wyzwalany przez program sterujący LabVIEW.

Results

1. Używanie absorpcji Ramana jako narzędzia diagnostycznego

Pierwszym wynikiem do uzyskania jest absorpcja światła wiązki sondy linią Ramana. Optymalizacja tej funkcji absorpcji w znacznym stopniu przyczynia się do osiągnięcia najlepszej wydajności pamięci. Przy wyłączonych cewkach gradientu magnetycznego częstotliwość sterująca może być skanowana w obecności słabej ciągłej fali sondy. Absorpcja wiązki sondy jest bezpośrednio związana z gęstością optyczną komórki atomowej. Na tej podstawie temperatura ogniwa, moc wiązki sterującej i odstrajanie pojedynczych fotonów mogą być zoptymalizowane w procesie iteracyjnym, aby zapewnić najlepszą możliwą absorpcję Ramana. Zbyt duża moc wiązki sterującej zwiększy absorpcję, ale także poszerzy szerokość linki. Po zoptymalizowaniu szerokość jest rzędu 100 kHz w naszym systemie.

Włączenie jednej z cewek gradientu spowoduje poszerzenie linii Ramana. Szerokość poszerzonej absorpcji określa szerokość pasma pamięci. Należy zatem dokonać kompromisu między gęstością optyczną, która wpływa na wydajność pamięci, a przepustowością pamięci. Transmisja sondy jest pokazana dla jednej z naszych poszerzonych linii Ramana na rysunku 5, gdzie szerokość pasma pamięci jest ustawiona na około 1 MHz.

Włączenie obu magnetycznych cewek gradientu w tym samym czasie, powinno zostać przywrócone nieposzerzone pasmo absorpcji. Jakiekolwiek niedopasowanie w obecnej wielkości lub niejednorodności przestrzennej pól magnetycznych będzie bezpośrednio odbijać się na poszerzeniu i zniekształceniu absorpcji Ramana.

2. Magazynowanie impulsów

Najprostszą konfiguracją pamięci jest przechowywanie i pobieranie pojedynczych impulsów. Byłoby to na przykład przechowywanie impulsów o czasie trwania 2 μs i przełączanie magnetycznych cewek gradientu na 3 μs po piku impulsu, jak pokazano na rysunku 6. Jeśli gęstość optyczna jest niska, zaobserwuje się pewien wyciek światła w zależności od gęstości optycznej (OD) ośrodka. Staranne dostrojenie parametrów pamięci jest niezbędne do uzyskania wysokiej wydajności pamięci masowej. Obejmuje to optymalizację temperatury komórki pamięci, staranne wyrównanie między sondą a polem kontrolnym, dostrojenie intensywności wiązki sterującej w celu znalezienia najlepszego kompromisu między absorpcją a rozpraszaniem, zapewnienie prawidłowej polaryzacji wiązek oraz dostrojenie częstotliwości sondy i wiązek kontrolnych. Ta metoda optymalizacji jest bardziej szczegółowo wyjaśniona w sekcji dyskusji. Sprawności przekraczającej 80% przy czasie przechowywania wynoszącym 4 μsec ²² można oczekiwać, gdy wszystkie te parametry są dobrze dostrojone. Efektywność pamięci definiuje się jako stosunek energii przywołanego echa do energii identycznego impulsu, który nie został zapisany w pamięci. W ten sposób skutecznie niweluje się wpływ strat liniowych, na przykład spowodowanych odbiciami Fresnela na powierzchniach lub absorpcją w komorze filtrującej. W przypadku korzystania z detekcji heterodynowej energia impulsów jest mierzona poprzez kwadraturę sygnału heterodynowego i pomiar obszarów otoczek impulsu.

Częstotliwość i szerokość pasma pobieranego impulsu zależy od prądu wstrzykiwanego do cewek gradientowych. Prosta manipulacja tymi prądami pozwala na precyzyjne dostrojenie pobieranego impulsu. Bardziej złożone manipulacje spektralne (takie jak te opisane w ²⁹) mogą być wykonane przy użyciu bardziej zaawansowanej konfiguracji cewki, w której gradient wzdłuż pamięci może być dostrojony niezależnie w funkcji pozycji i czasu.

Rysunek 1. a) Schemat poziomów w linii ⁸⁷Rb D₁ używanej w pamięci. Światło sondy jest absorbowane ramanowsko w celu stworzenia spójności między stanami podstawowymi F=1 i F=2. b) Gradient pola magnetycznego daje przestrzennie zależne rozstrojenie stanów podstawowych na całej długości ogniwa. Odwrócenie nachylenia i włączenie wiązki sterującej powoduje przywołanie zapisanego światła sondy. (Adaptacja z [34]). Kliknij tutaj aby zobaczyć większy obraz.

Rysunek 2. Schemat urządzenia do czyszczenia w trybie optycznym. Zapoznaj się z sekcją Metody, aby zapoznać się z opisem. Kliknij tutaj, aby wyświetlić większy obraz.

Rysunek 3. Schemat konfiguracji eksperymentalnej. AOM = modulator akustyczno-optyczny; EOM = Modulator elektrooptyczny; BS=Rozdzielacz wiązki; λ/4=Płyta ćwierćfalowa. Kliknij tutaj, aby zobaczyć większy obraz.

Rysunek 4. Typowa sekwencja czasowa dla pamięci. (Zaczerpnięte z ³⁵). Kliknij tutaj, aby zobaczyć większy obraz.

Rysunek 5. Typowa heterodynowana poszerzona linia Ramana przy włączonej jednej z cewek gradientu magnetycznego. Dane (cienka linia ciągła) są pobierane za pomocą pomiaru heterodynowego. Oscylacja jest spowodowana uderzeniem między światłem sondy a światłem oscylatora lokalnego. Krzywa przerywana pokazuje obwiednię tych danych, która jest kształtem poszerzonej linii Ramana. (Zmodyfikowano z ²⁵). Kliknij tutaj, aby zobaczyć większy obraz.

Rysunek 6. Typowe echo GEM o średniej wydajności dla krótkiego czasu przechowywania. Cewki gradientu magnetycznego są przełączane przy t = 10 μsec (linia przerywana). Czerwony: profil intensywności impulsu wejściowego. Niebieski: intensywność sygnału wyjściowego pamięci, demonstrująca wyciek światła (który jest widoczny pod czerwonym impulsem wejściowym) i przywołane echo, które pojawia się po prawej stronie linii przerywanej. Kliknij tutaj, aby zobaczyć większy obraz.

Rysunek 7. Czterofalowy efekt mieszania podczas skanowania linii Ramana dla różnych mocy pola kontrolnego i temperatur ogniw. Tylko dla tego rysunku polaryzacje pola kontrolnego i wiązek sondy zostały dobrane tak, aby maksymalizowały efekt. Pc to moc wiązki sterującej. (Zmodyfikowano z ²⁵). Kliknij tutaj, aby zobaczyć większy obraz.

Discussion

Warunkiem koniecznym dla wysokiej wydajności pamięci jest wysoki OD [30]. OD Λ-GEM jest proporcjonalny do współczynnika Ramana Ω_c² / Δ², gdzie Ω_c jest częstotliwością pola sprzęgania Rabi, a Δ jest Ramanem odstrojonym od stanu wzbudzonego. Szybkość spontanicznego rozpraszania Ramana jest również proporcjonalna do czynnika Ramana i dlatego istnieje kompromis między osiągnięciem wysokiej absorpcji a niskimi stratami rozpraszania. Aby znaleźć optymalne ustawienia dla pola sterowania, mocy, odstrojenia i temperatury gazu, stosujemy proces iteracyjny. Straty związane z rozpraszaniem można w pewnym stopniu zniwelować, wyłączając wiązkę sterującą podczas przechowywania, po całkowitym pochłonięciu impulsu. Na głębokość optyczną wpływa również stan wewnętrzny atomów. Idealnie byłoby, gdyby w nadsubtelnym poziomie F=1 znajdowało się jak najwięcej atomów, aby zwiększyć absorpcję sondy. Wiązka sterująca również odgrywa tutaj rolę, ponieważ działa w celu pompowania atomów z poziomów F=2 do F=1. Nie jest to zbyt wydajne ze względu na odstrojenie, ale wiązka kontrolna jest silna i może być włączona przez długi czas między eksperymentami z magazynowaniem impulsów. Szerokość linii Ramana w naszym eksperymencie wynosi około 100 kHz, co jest w większości wynikiem poszerzenia mocy wywołanego przez pole kontrolne. Odpowiada to prawie szybkości, z jaką atomy są pompowane ze stanu nadsubtelnego F = 2 do F = 1. Pozostanie jednak pewna populacja na mf = 2 (lub -2 w zależności od znaku polaryzacji kołowej) na poziomie nadsubtelnym F = 2 z powodu braku dozwolonych przejść optycznych.

OD będzie również silnie zależał od temperatury ogniwa, która decyduje o liczbie atomów w fazie gazowej. Używamy temperatury około 78 °C, mierzonej w środku ogniwa. Zauważyliśmy, że w naszej komórce podniesienie temperatury powyżej 85 °C może spowodować pewną absorpcję pola kontrolnego, a także pewną niespójną absorpcję sygnału sondy. Grzałka jest wyłączana podczas przebiegu doświadczalnego, aby uniknąć zakłóceń pola magnetycznego wewnątrz ogniwa.

Polaryzacja zarówno pola sondy, jak i pola kontrolnego również odgrywają kluczową rolę w efektywności absorpcji pamięci. Linia przejściowa D1 o wartości 87Rb ma dwa nadsubtelne stany wzbudzone z łącznie 8 podpoziomami Zeemana. Zasadniczo, wybór identycznych polaryzacji kołowych zarówno dla sondy, jak i pól kontrolnych zapewnia, że oddziałują one tylko ze stanem wzbudzonym poziom mf = 2 (lub -2), F' = 2. Liniowe lub eliptyczne polaryzacje pól laserowych powodują sprzężenie Ramana poprzez inne podpoziomy Zeemana F' = 1, 2. Spowoduje to poszerzenie i asymetrię w kształcie linii Ramana, ze względu na różne stałe sprzężenia i przesunięcia AC Starka różnych przejść. Niestety, identycznie kołowo spolaryzowane pola sondy i sterowania przygotowane przed pamięcią mogą doświadczać różnych samorotacji polaryzacji podczas propagacji w pamięci. Efekt ten jest bardziej wyraźny w pożywkach o wysokiej średnicy operacyjnej, które mamy w naszym eksperymencie. Oznacza to, że konieczne jest precyzyjne dostrojenie polaryzacji sondy i wiązki sterującej, aby przeciwdziałać wpływowi samorotacji.

Aby jeszcze bardziej skomplikować sprawę, podczas pracy z dużymi OD ²⁵ można czasami zaobserwować zdegenerowany proces mieszania czterofalowego (FWM). Może to spowodować wzmocnienie, a w konsekwencji wprowadzić szumy do stanu wyjściowego pamięci. W szczególności, gdy polaryzacja liniowa jest stosowana zarówno dla wiązki kontrolnej, jak i sondy, efekt FWM może być znacznie wzmocniony dzięki wzbudzeniu Ramana przez wiele stanów wzbudzonych. Warunki, w których proces FWM jest wzmacniany lub tłumiony w naszym systemie, są podsumowane w Ref ²⁵. Wpływ FWM można złagodzić poprzez ponowne dostrojenie polaryzacji sondy i wiązek sterujących. W ten sposób procesy FWM mogą zostać zredukowane do punktu, w którym nie dodają szumu do przywołanego światła ²³. W odniesieniu do FWM warto zauważyć, że obie wnęki odgrywają ważną rolę w tłumieniu pasma bocznego -6,8 GHz generowanego przez Fiber-EOM, które w przeciwnym razie zapoczątkowałoby proces FWM.

Zarówno samorotacja, jak i FWM wpływają na kształt poszerzonej linii Ramana. Po precyzyjnym dostrojeniu można uzyskać dość symetryczną, z grubsza prostokątną cechę absorpcji, jak pokazano na rysunku 5. Kontrastuje to z przypadkiem pokazanym na rysunku 7 , gdzie polaryzacja została wybrana, aby zademonstrować wpływ FWM. W tym przypadku cecha Ramana jest wysoce asymetryczna.

Jak wspomniano wcześniej, komórka Rb o naturalnej obfitości została wykorzystana do przefiltrowania wiązki kontrolnej i przekazania wiązki sondy do sekcji detekcji. Ze względu na wysoką temperaturę tej komórki zauważyliśmy, że prądy powietrza wokół okien komórki powodują zmiany w widoczności prążków detekcji heterodyny, co skutkuje wahaniami sygnału. Efekt ten został zminimalizowany poprzez zastosowanie detekcji heterodynowej bezpośrednio za komorą filtrującą i zmniejszenie prądów powietrza wokół okien komory przy użyciu odpowiedniej konstrukcji pieca. Zaobserwowaliśmy utratę sondy o około 30% przez komórkę filtrującą, z powodu odbić Fresnela od okien i absorpcji przez ⁸⁷atomów Rb w komorze filtrującej. Stratę tę można potencjalnie zmniejszyć, stosując powłoki antyrefleksyjne na oknach komór i stosując czyste ⁸⁵Rb zamiast naturalnej mieszaniny Rb.

W ciepłym ogniwie parowym dyfuzja jest jednym z głównych ograniczeń czasu przechowywania. Po wchłonięciu światła atomy mogą dyfundować z obszaru koherentnego, częściowo usuwając w ten sposób zapisaną informację. Dodanie gazu buforowego (0,5 Torr Kr w naszym eksperymencie) do pewnego stopnia zmniejsza efekt dyfuzji. Zbyt duża ilość gazu buforowego zwiększy jednak poszerzenie kolizyjne ³¹. Zwiększa to dekoherencję i kontrolę absorpcji pola, co zmniejsza wydajność wspomnianego wyżej pompowania. Innym sposobem na zmniejszenie efektu dyfuzji poprzecznej jest zwiększenie objętości oddziaływania poprzez powiększenie profili poprzecznych sondy i pól sterujących. Podejście to będzie ostatecznie ograniczone przez nieelastyczne zderzenia ze ścianami komórkowymi. W tym przypadku ściany komórkowe mogą być pokryte materiałami antyrelaksacyjnymi ^{32, 33}, aby zapewnić sprężyste zderzenia na ścianach, a tym samym wydłużyć czas koherencji atomowej. Minimalizując niesprężystą kolizję ścian przy użyciu odpowiednich powłok ściennych i zwiększając rozmiar wiązki laserowej, aby prawie pokryć przekrój komórki, można oczekiwać minimalnego wpływu dyfuzji poprzecznej na czas przechowywania. Dyfuzja wzdłużna może wówczas stać się dominującym efektem dekoherencji przy długim czasie przechowywania. Dyfuzja wzdłużna powoduje, że atomy doświadczają różnych natężeń pola magnetycznego w czasie przechowywania, co może skutkować zmniejszoną wydajnością ponownego przechowywania. Jednym ze sposobów kontrolowania dyfuzji podłużnej byłoby użycie zimnego zestawu atomowego, takiego jak atomy, które zostały schłodzone w pułapce magnetooptycznej (MOT). Wymaga to jednak zupełnie nowej warstwy eksperymentalnej złożoności związanej z kontrolowaniem zimnych chmur atomowych. Jest to system, który obecnie oceniamy w naszym laboratorium ³⁶.

Materials

List of materials used in this article

Name	Company	Catalog Number	Comments
Laser tytanowo-szafirowy	M Squared Lasers		SolsTiS
Oscyloskop cyfrowy	Lecroy		WaveRunner 44Xi-A
	triady	komórek pamięci	o długości 20 cm, wzmocniona 87Rb, gaz buforowy 0,5 Torr Kr, technologia
triady		komórek filtracyjnych	długości 7,5 cm, naturalna mieszanina Rb, bez gazu
buforowegoŚwiatłowód EOM	EOSPACE		PM-0K5-10-PFA-UL
AOM AA	Opto-elektroniczne		MT80-A1-IR
Komponenty napędowe AOM	Miniobwody		Wzmacniacz ZHL-1-2W
	Mikser miniobwodów		ZAD-6
	Agilent		Źródło sygnału 80 MHz 33250A
Wnęki			Wykonana na zamówienie trójkątna wnęka pierścienia. FSR = 600 MHz, Finesse = 100, Płaskie lustra (dla wejścia i wyjścia) Powłoka IBS firmy Advanced Thin Films. Lusterko tylne 1 m ROC Newport Supermirror (R>99.97%)
Fotodiody	Hamamatsu		S3883
Przełączniki prądowe	Projektowanie i badania		EDR83915/2 i EDR8276612