Name: Pamięć kwantowa echa gradientowego w ciepłej parze atomowej (Wideo) | JoVE Journal
Uploaded: 2013-11-11T19:00:00.000+00:00
Duration: 10 min
Description: Poznaj protokół pamięci kwantowej echa gradientowego w ciepłej parze rubidu. Ta metoda umożliwia przechowywanie i odtwarzanie impulsów świetlnych z najwyższą wydajnością, co ma kluczowe znaczenie dla technologii komunikacji kwantowej.

ai_agent_IP

ai_agent

maintenance

instantTrialDurationMinutes

isBiopharma

enableNewMyJoveSectionDesign

educationFeatures

seoMetaApi

ai_copilot_institution_blacklist

ai_chat_institution_blacklist

freeAccessWindow

ssoRoleCapture

scheduledMaintenanceBanner

joveLabsFeatures

disable_autoplay_for_bots

extended_trial_duration

5 minutes

Badania są wspierane przez Centrum Doskonałości Australijskiej Rady ds. Badań Naukowych w zakresie Obliczeń Kwantowych i Technologii Komunikacyjnych, numer projektu CE110001027.

1. Niektóre elementy zbudowane na zamówienie
<ol>
	<li>Rezonatory pierścieniowe 
	W tym eksperymencie potrzebne są dwa rezonatory pierścieniowe, które rozdzielają i łączą wiązki o różnych częstotliwościach. Konstrukcja wnęki pokazano na rys. 2.
	<ol>
		<li>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.</li>
		<li>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.</li>
	</ol>
	</li>
	<li>Budowa komórki pamięci i jej obudowy
	<ol>
		<li>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.</li>
		<li>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.</li>
		<li>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. 
		</li>
		<li>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.</li>
		<li>Umieść dwie warstwy ekranu z μ-metalu wokół trzech cewek magnetycznych, aby zmniejszyć wpływ pola magnetycznego Ziemi na eksperyment.</li>
	</ol>
	</li>
</ol>
2. Układ ścieżki wiązki optycznej
<ol>
	<li>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.</li>
	<li>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.</li>
	<li>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 87Rb. 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.</li>
	<li>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.</li>
	<li>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.</li>
	<li>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.
	<ol>
		<li>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.</li>
		<li>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.</li>
		<li>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.</li>
	</ol>
	</li>
	<li>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.</li>
	<li>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.</li>
	<li>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.
	<ol>
		<li>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.</li>
	</ol>
	</li>
</ol>

<ol><li>Knill, E., Laflamme, R., Milburn, G. J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((A+scheme+for+efficient+quantum+computation+with+linear+optics%5BTitle%5D)+AND+%22Nature%22%5BJournal%5D)">A scheme for efficient quantum computation with linear optics.</a> Nature. 409, 46-52 (2001).</li>
<li>Sangouard, N., Simon, C., De Riedmatten, H., Gisin, N. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+repeaters+based+on+atomic+ensembles+and+linear+optics%5BTitle%5D)+AND+%22Rev.+of+Mod.+Phys%22%5BJournal%5D)">Quantum repeaters based on atomic ensembles and linear optics.</a> Rev. of Mod. Phys. 83, 33-80 (2011).</li>
<li>Lvovsky, A. I., Sanders, B. C., Tittel, W. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Optical+quantum+memory%5BTitle%5D)+AND+%22Nat.+Pho%22%5BJournal%5D)">Optical quantum memory.</a> Nat. Pho. 3, 76(2009).</li>
<li>Fleischhauer, M., Lukin, M. D. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Dark-State+Polaritons+in+Electromagnetically+Induced+Transparency%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Let%22%5BJournal%5D)">Dark-State Polaritons in Electromagnetically Induced Transparency.</a> Phys. Rev. Let. 84, 5094(2000).</li>
<li>Afzelius, M., Simon, C., De Riedmatten, H., Gisin, N. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Multi-Mode+Quantum+Memory+based+on+Atomic+Frequency+Combs%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+A%22%5BJournal%5D)">Multi-Mode Quantum Memory based on Atomic Frequency Combs.</a> Phys. Rev. A. 79, 052329(2009).</li>
<li>Clausen, C., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+storage+of+photonic+entanglement+in+a+crystal%5BTitle%5D)+AND+%22Nature%22%5BJournal%5D)">Quantum storage of photonic entanglement in a crystal.</a> Nature. 469, 508(2011).</li>
<li>Saglamyurek, E., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Broadband+waveguide+quantum+memory+for+entangled+photons%5BTitle%5D)+AND+%22Nature%22%5BJournal%5D)">Broadband waveguide quantum memory for entangled photons.</a> Nature. 469, 512(2011).</li>
<li>Boyer, V., McCormick, C. F., Arimondo, E., Lett, P. D. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Ultraslow+Propagation+of+Matched+Pulses+by+Four-Wave+Mixing+in+an+Atomic+Vapor%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Let%22%5BJournal%5D)">Ultraslow Propagation of Matched Pulses by Four-Wave Mixing in an Atomic Vapor.</a> Phys. Rev. Let. 99, 143601(2007).</li>
<li>Reim, K. F., Michelberger, P., Lee, K. C., Nunn, J., Langford, N. K., Walmsley, I. A. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Single-Photon-+Level+Quantum+Memory+at+Room+Temperature%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Let%22%5BJournal%5D)">Single-Photon- Level Quantum Memory at Room Temperature.</a> Phys. Rev. Let. 107, 053603-053604 (2011).</li>
<li>Jensen, K., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+memory+for+entangled+continuous-variable+states%5BTitle%5D)+AND+%22Nature+Physics%22%5BJournal%5D)">Quantum memory for entangled continuous-variable states.</a> Nature Physics. 7, 13(2010).</li>
<li>Moiseev, S., Kröll, S. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Complete+reconstruction+of+the+quantum+state+of+a+single-photon+wave+packet+absorbed+by+a+Doppler-broadened+transition%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Let%22%5BJournal%5D)">Complete reconstruction of the quantum state of a single-photon wave packet absorbed by a Doppler-broadened transition.</a> Phys. Rev. Let. 87, 173601(2001).</li>
<li>Moiseev, S. A., Tarasov, V. F., Ham, B. S. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+memory+photon+echo-like+techniques+in+solids%5BTitle%5D)+AND+%22Jour.+Opt.+B-Quan.+Semiclass.+Opt%22%5BJournal%5D)">Quantum memory photon echo-like techniques in solids.</a> Jour. Opt. B-Quan. Semiclass. Opt. 5, S497(2003).</li>
<li>Nilsson, M., Kröll, S. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Solid+state+quantum+memory+using+complete+absorption+and+re-emission+of+photons+by+tailored+and+externally+controlled+inhomogeneous+absorption+profiles%5BTitle%5D)+AND+%22Opt.+Comm%22%5BJournal%5D)">Solid state quantum memory using complete absorption and re-emission of photons by tailored and externally controlled inhomogeneous absorption profiles.</a> Opt. Comm. 247, 393-403 (2005).</li>
<li>Kraus, B., Tittel, W., Gisin, N., Nilsson, M., Kröll, S., Cirac, J. I. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+memory+for+nonstationary+light+fields+based+on+controlled+reversible+inhomogeneous+broadening%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+A%22%5BJournal%5D)">Quantum memory for nonstationary light fields based on controlled reversible inhomogeneous broadening.</a> Phys. Rev. A. 73, 020302(R)(2006).</li>
<li>Alexander, A., Longdell, J. J., Sellars, M., Manson, N. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Photon+echoes+produced+by+switching+electric+fields%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Let%22%5BJournal%5D)">Photon echoes produced by switching electric fields.</a> Phys. Rev. Let. 96, 043602(2006).</li>
<li>Sangouard, N., Simon, C., Afzelius, M., Gisin, N. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Analysis+of+a+quantum+memory+for+photons+based+on+controlled+reversible+inhomogeneous+broadening%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+A%22%5BJournal%5D)">Analysis of a quantum memory for photons based on controlled reversible inhomogeneous broadening.</a> Phys. Rev. A. 75, 032327(2007).</li>
<li>Damon, V., Bonarota, M., Louchet-Chauvet, A., Chaneliere, T., Le Gouët, J. -L. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Revival+of+silenced+echo+and+quantum+memory+for+light%5BTitle%5D)+AND+%22New+Jour.+of+Phys%22%5BJournal%5D)">Revival of silenced echo and quantum memory for light.</a> New Jour. of Phys. 13, 093031(2011).</li>
<li>Hétet, G., Longdell, J. J., Alexander, A. L., Lam, P. K., Sellars, M. J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Electro-Optic+Quantum+Memory+for+Light+Using+Two-Level+Atoms%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Let%22%5BJournal%5D)">Electro-Optic Quantum Memory for Light Using Two-Level Atoms.</a> Phys. Rev. Let. 100, 023601(2008).</li>
<li>Hedges, M. P., Longdell, J. J., Li, Y., Sellars, M. J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Efficient+quantum+memory+for+light%5BTitle%5D)+AND+%22Nature%22%5BJournal%5D)">Efficient quantum memory for light.</a> Nature. 465, 1052-1056 (2010).</li>
<li>Hétet, G., Hosseini, M., Sparkes, B. M., Oblak, D., Lam, P. K., Buchler, B. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Photon+echoes+generated+by+reversing+magnetic+field+gradients+in+a+rubidium+vapor%5BTitle%5D)+AND+%22Opt.+Let%22%5BJournal%5D)">Photon echoes generated by reversing magnetic field gradients in a rubidium vapor.</a> Opt. Let. 33, 2323(2008).</li>
<li>Hosseini, M., Sparkes, B. M., Hétet, G., Longdell, J. J., Lam, P. K., Buchler, B. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Coherent+optical+pulse+sequencer+for+quantum+applications%5BTitle%5D)+AND+%22Nature%22%5BJournal%5D)">Coherent optical pulse sequencer for quantum applications.</a> Nature. 461, 241-245 (2009).</li>
<li>Hosseini, M., Sparkes, B. M., Campbell, G., Lam, P. K., Buchler, B. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((High+efficiency+coherent+optical+memory+with+warm+rubidium+vapour%5BTitle%5D)+AND+%22Nat.+Comm%22%5BJournal%5D)">High efficiency coherent optical memory with warm rubidium vapour.</a> Nat. Comm. 2, 174(2011).</li>
<li>Hosseini, M., Campbell, G., Sparkes, B. M., Lam, P. K., Buchler, B. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Unconditional+room-temperature+quantum+memory%5BTitle%5D)+AND+%22Nat.+Phys%22%5BJournal%5D)">Unconditional room-temperature quantum memory.</a> Nat. Phys. 7, 794-798 (2011).</li>
<li>Hosseini, M., Rebic, S., Sparkes, B. M., Twamley, J., Buchler, B. C., Lam, P. K. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Memory-enhanced+noiseless+cross-phase+modulation%5BTitle%5D)+AND+%22Light%3A+Sci.+Apps%22%5BJournal%5D)">Memory-enhanced noiseless cross-phase modulation.</a> Light: Sci. Apps. 1, e40(2012).</li>
<li>Hosseini, M., Sparkes, B. M., Campbell, G., Lam, P. K., Buchler, B. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Storage+and+manipulation+of+light+using+a+Raman+gradient-echo+process%5BTitle%5D)+AND+%22Jour.+of+Phys.+B-Atomic%22%5BJournal%5D)">Storage and manipulation of light using a Raman gradient-echo process.</a> Jour. of Phys. B-Atomic. 45, 124004(2012).</li>
<li>Barwood, G. P., Gill, P., Rowley, W. R. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Frequency+measurements+on+optically+narrowed+Rb-stabilised+laser+diodes+at+780+nm+and+795+nm%5BTitle%5D)+AND+%22Appl.+Phys.+B%22%5BJournal%5D)">Frequency measurements on optically narrowed Rb-stabilised laser diodes at 780 nm and 795 nm.</a> Appl. Phys. B. 53, 142-147 (1991).</li>
<li>Drever, R. W. P., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Laser+phase+and+frequency+stabilization+using+an+optical+resonator%5BTitle%5D)+AND+%22Appl.+Phys.+B-Photophys.+and+Laser+Chem%22%5BJournal%5D)">Laser phase and frequency stabilization using an optical resonator.</a> Appl. Phys. B-Photophys. and Laser Chem. 31, 97-105 (1983).</li>
<li>Sparkes, B. M., Chrzanowski, H. M., Parrain, D. P., Buchler, B. C., Lam, P. K., Symul, T. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((A+scalable%2C+self-analyzing+digital+locking+system+for+use+on+quantum+optics+experiments%5BTitle%5D)+AND+%22Rev.+of+Sci.+Instr%22%5BJournal%5D)">A scalable, self-analyzing digital locking system for use on quantum optics experiments.</a> Rev. of Sci. Instr. 82, 075113(2011).</li>
<li>Sparkes, B. M., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Precision+Spectral+Manipulation%3A+A+Demonstration+Using+a+Coherent+Optical+Memory%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+X%22%5BJournal%5D)">Precision Spectral Manipulation: A Demonstration Using a Coherent Optical Memory.</a> Phys. Rev. X. 2, 021011(2012).</li>
<li>Gorshkov, A. V., Andre, A., Fleischhauer, M., Sorensen, A. S., Lukin, M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Universal+approach+to+optimal+photon+storage+in+atomic+media%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Let%22%5BJournal%5D)">Universal approach to optimal photon storage in atomic media.</a> Phys. Rev. Let. 98, 123601(2007).</li>
<li>Erhard, M., Helm, H. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Buffer-gas+effects+on+dark+resonances%3A+Theory+and+experiment%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+A%22%5BJournal%5D)">Buffer-gas effects on dark resonances: Theory and experiment.</a> Phys. Rev. A. 63, 043813(2001).</li>
<li>Balabas, M. V., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((High+quality+anti-relaxation+coating+material+for+alkali+atom+vapor+cells%5BTitle%5D)+AND+%22Opt.+Expr%22%5BJournal%5D)">High quality anti-relaxation coating material for alkali atom vapor cells.</a> Opt. Expr. 18, 5825-5830 (2010).</li>
<li>Balabas, M. V., Karaulanov, T., Ledbetter, M. P., Budker, D. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Polarized+alkali-metal+vapor+with+minutelong+transverse+spin-relaxation+time%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Let%22%5BJournal%5D)">Polarized alkali-metal vapor with minutelong transverse spin-relaxation time.</a> Phys. Rev. Let. 105, 070801(2010).</li>
<li>Buchler, B. C., Hosseini, M., Hétet, G., Sparkes, B. M., Lam, P. K. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Precision+spectral+manipulation+of+optical+pulses+using+a+coherent+photon+echo+memory%5BTitle%5D)+AND+%22Opt.+Let%22%5BJournal%5D)">Precision spectral manipulation of optical pulses using a coherent photon echo memory.</a> Opt. Let. 35, 1091-1093 (2010).</li>
<li>Higginbottom, D. B. <a target="_blank" href="http://scholar.google.com/scholar?hl=en&safe=off&q=%22Spatial+Multimode+Storage+in+a+Gradient+Echo+Memory+%5B%5D%22">Spatial Multimode Storage in a Gradient Echo Memory [dissertation]</a>. , Australian National University. (2012).</li>
<li>Sparkes, B. M., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Gradient+echo+memory+in+an+ultra-high+optical+depth+cold+atomic+ensemble%5BTitle%5D)+AND+%22arXiv%22%5BJournal%5D)">Gradient echo memory in an ultra-high optical depth cold atomic ensemble.</a> arXiv. , (2012).</li>
</ol>

Autorzy oświadczają, że nie mają konkurencyjnych interesów finansowych.

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.

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.

<table><tbody><tr><td>Laser tytanowo-szafirowy</td><td>M Squared Lasers</td><td></td><td>SolsTiS</td></tr><tr><td>Oscyloskop cyfrowy</td><td>Lecroy</td><td></td><td>WaveRunner 44Xi-A</td></tr><tr>Technologia <td></td><td>triady</td><td>komórek pamięci</td><td>o długości 20 cm, wzmocniona 87Rb, gaz buforowy 0,5 Torr Kr, technologia</td></tr><tr><td>triady</td><td></td><td>komórek filtracyjnych</td> z powłoką AR o <td>długości 7,5 cm, naturalna mieszanina Rb, bez gazu</td></tr> <tr><td>buforowegoŚwiatłowód EOM</td><td>EOSPACE</td><td></td><td>PM-0K5-10-PFA-UL</td></tr><tr><td>AOM AA</td><td>Opto-elektroniczne</td><td></td><td>MT80-A1-IR</td></tr><tr><td>Komponenty napędowe AOM</td><td>Miniobwody</td><td></td><td>Wzmacniacz ZHL-1-2W</td></tr><tr><td></td><td>Mikser miniobwodów</td><td></td><td>ZAD-6</td></tr><tr><td></td><td>Agilent</td><td></td><td>Źródło sygnału 80 MHz 33250A</td></tr><tr><td>Wnęki</td><td></td><td></td><td>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%)</td></tr><tr><td>Fotodiody</td><td>Hamamatsu</td><td></td><td>S3883</td></tr><tr><td>Przełączniki prądowe</td><td>Projektowanie i badania</td><td></td> elektroniczne <td>EDR83915/2 i EDR8276612</td></tr></tbody></table>

pamięć kwantowa echa gradientowego w ciepłej parze atomowej

Gradient Echo Quantum Memory in Warm Atomic Vapor

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.

1. Wykorzystanie absorpcji Ramana jako narzędzia diagnostycznego
Pierwszym wynikiem, jaki należy uzyskać, jest absorpcja linii Ramana światła wiązki sondy. Optymalizacja tej cechy absorpcyjnej ma kluczowe znaczenie dla osiągnięcia najlepszej wydajności pamięci. Przy wyłączonych cewkach gradientu magnetycznego można przeprowadzić skanowanie częstotliwości kontrolnej w obecności słabej, ciągłej fali sondy. Absorpcja wiązki sondy jest bezpośrednio powiązana z gęstością optyczną komórki atomowej. Na tej podstawie można, poprzez proces iteracyjny, zoptymalizować temperaturę komórki, moc wiązki kontrolnej oraz odstrojenie pojedynczego fotonu, aby uzyskać jak najlepszą absorpcję Ramanowską. Zbyt duża moc wiązki kontrolnej zwiększy absorpcję, ale jednocześnie poszerzy szerokość linii. Po optymalizacji szerokość ta w naszym systemie wynosi około 100 kHz.
Włączenie jednej z cewek gradientowych spowoduje poszerzenie linii Ramana. Szerokość poszerzonego pasma absorpcji określa szerokość pasma pamięci. Należy zatem wypracować kompromis między gęstością optyczną, która wpływa na wydajność pamięci, a szerokością pasma pamięci. Transmisja sygnału próbnego dla jednej z naszych poszerzonych linii Ramana została przedstawiona na Rysunku 5, gdzie szerokość pasma pamięci została ustawiona na około 1 MHz.
Przy jednoczesnym włączeniu obu cewek gradientu magnetycznego powinno dojść do powrotu do niewąskiego profilu linii absorpcji. Jakiekolwiek niedopasowanie natężenia prądu lub niejednorodność przestrzenna pól magnetycznych bezpośrednio wpłyną na poszerzenie i zniekształcenie absorpcji Ramana.
2. Przechowywanie impulsów
Najprostszą konfiguracją pamięci jest przechowywanie i odzyskiwanie pojedynczego impulsu. Przykładem może być przechowywanie impulsów o czasie trwania 2 µsec i przełączanie cewek gradientu magnetycznego 3 µsec po szczycie impulsu, jak pokazano na Rysunku 6. Jeśli gęstość optyczna jest niska, zaobserwowane zostanie pewne wyciek światła w zależności od gęstości optycznej (OD) ośrodka. Staranne dostrojenie parametrów pamięci jest niezbędne do uzyskania wysokiej wydajności przechowywania. Obejmuje to optymalizację temperatury komórki pamięci, precyzyjne ustawienie współosiowości wiązki badawczej (probe) i sterującej (control), dostrojenie natężenia wiązki sterującej w celu znalezienia najlepszego kompromisu między absorpcją a rozproszeniem, zapewnienie prawidłowej polaryzacji wiązek oraz dostrojenie częstotliwości wiązek badawczej i sterującej. Metoda optymalizacji ta jest szczegółowo omówiona w sekcji dyskusji. Po prawidłowym dostrojeniu wszystkich tych parametrów można oczekiwać wydajności przekraczającej 80% dla czasu przechowywania 4 µsec 22. Wydajność przechowywania definiuje się jako stosunek energii odzyskanego echa do energii analogicznego impulsu, który nie był przechowywany w pamięci. Pozwala to w efekcie wyeliminować wpływ strat liniowych, np. wynikających z odbić Fresnela na powierzchniach lub absorpcji w komórce filtrującej. W przypadku zastosowania detekcji heterodynowej energię impulsów pomiarowo wyznacza się poprzez podniesienie sygnału heterodynowego do kwadratu i zmierzenie pól powierzchni obwiedni impulsów.
Częstotliwość i szerokość pasma odzyskanego impulsu zależą od prądu wstrzykiwanego do cewek gradientowych. Prosta manipulacja tymi prądami pozwala na precyzyjne dostrojenie odzyskanego impulsu. Bardziej złożone manipulacje widmowe (takie jak opisane w 29) można przeprowadzić, stosując bardziej zaawansowaną konfigurację cewek, w której gradient wzdłuż pamięci może być dostrajany niezależnie jako funkcja pozycji i czasu.
<img alt="Schemat przejść atomowych z wzbudzeniem optycznym, sondą i kontrolą; stany energetyczne F'=2, F=1,2." fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig1.jpg" width="500px" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Rysunek 1"> 
Rysunek 1. a) Schemat poziomów w linii D1 87Rb wykorzystywanej w pamięci. Światło sondy jest absorbowane Ramanowsko w celu wytworzenia koherencji pomiędzy stanami podstawowymi F=1 i F=2. b) Gradient pola magnetycznego powoduje przestrzennie zależne odstrojenie stanów podstawowych wzdłuż długości celi. Odwrócenie gradientu i włączenie wiązki kontrolnej powoduje odczyt zmagazynowanego światła sondy. (Adaptowano z [34]). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig1highres.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększony obraz</a>.
<img alt="Schemat siłownika piezoelektrycznego z pierścieniem O-ring, ilustrujący układ optyczny w analizie spektroskopowej." fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig2.jpg" width="500px" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Rysunek 2"> 
Rysunek 2. Schemat optycznego oczyszczacza modów. Opis znajduje się w sekcji Metody. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig2highres.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększony obraz</a>.
<img alt="Schemat pamięci gradientowego echa z komórką GEM i laserem Ti:Saph do optycznego przetwarzania sygnałów." fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig3.jpg" width="500px" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Rycina 3"> 
Rycina 3. Schemat układu eksperymentalnego. AOM = modulator akustyczno-optyczny; EOM = modulator elektro-optyczny; BS = dzielnik wiązki; λ/4 = płytka ćwierćfalowa. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig3highres.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększony obraz</a>.
<img alt="Schemat sekwencji impulsów, sterowanie cewkami zapisu i odczytu; pozycja pętli w mikrosekundach (µs), wizualizacja czasu." fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig4.jpg" width="500px" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Rysunek 4"> 
Rysunek 4. Typowa sekwencja czasowa dla pamięci. (Pobrano z 35). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig4highres.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększony obraz</a>.
<img alt="Wykres transmisji sondy względem odstrojenia, badanie optyczne, analiza absorpcji sygnału w zakresie MHz." fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig5.jpg" width="500px" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Rycina 5"> 
Rycina 5. Typowa heterodynowa poszerzona linia Ramana po włączeniu jednej z cewek gradientu magnetycznego. Dane (cienka linia ciągła) zostały uzyskane za pomocą pomiaru heterodynowego. Oscylacje wynikają z interferencji między światłem sondy a światłem oscylatora lokalnego. Linia przerywana przedstawia obwiednię tych danych, która odpowiada kształtowi poszerzonej linii Ramana. (Zmodyfikowano na podstawie 25). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig5highres.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększony obraz</a>.
<img alt="Wykres widm absorpcji przejściowej, intensywność w funkcji czasu, wzbudzenie optyczne, analiza emisji." fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig6.jpg" width="500px" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Rysunek 6"> 
Rysunek 6. Typowy sygnał echo GEM o średniej wydajności dla krótkiego czasu przechowywania. Cewki gradientu magnetycznego są przełączane w t = 10 μsec (linia przerywana). Kolor czerwony: profil intensywności impulsu wejściowego. Kolor niebieski: wyjściowa intensywność pamięci, wykazująca światło przeciekające (widoczne pod czerwonym impulsem wejściowym) oraz odczytane echo, które pojawia się po prawej stronie linii przerywanej. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig6highres.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiekszony obraz</a>.
<img alt="Wykres odstrojenia dwufotonowego; transmisja sondy w funkcji odstrojenia, dla zmiennej temperatury i mocy." fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig7.jpg" width="500px" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Rycina 7"> 
Rycina 7. Efekt mieszania czterofalowego podczas skanowania linii Ramana dla różnych mocy pola sterującego i temperatur celi. W przypadku tej ryciny polaryzacje wiązki sterującej i sondy dobrano tak, aby zmaksymalizować efekt. Pc oznacza moc wiązki sterującej. (Zmodyfikowano na podstawie 25). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig7highres.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić większy obraz</a>.

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.

Pamięć kwantowa echa gradientowego w ciepłej parze atomowej

Gradient  echo memory (GEM) is a protocol for storing optical quantum states of light in  atomic ensembles. The primary motivation for such a technology ...

Ogólnym celem niniejszej procedury jest przechowywanie i odzyskiwanie impulsu światła w ciepłej parze rubidu przy użyciu gradientów pola magnetycznego. Jest to realizowane poprzez zastosowanie modulatorów elektrooptycznych i wnęk optycznych w celu wygenerowania wiązek światła o częstotliwościach niezbędnych do absorpcji ramana w parze rubidu. Drugim krokiem jest wykorzystanie modulatorów optycznych do kształtowania impulsów, które zostaną zapisane w pamięci, a także do precyzyjnego dostrojenia częstotliwości wiązki sterującej umożliwiającej absorpcję ramana.Następnie impulsy światła są przechowywane w komórce z rubidem, której absorpcja jest poszerzana przestrzennie przez podłużny gradient pola magnetycznego. Ostatnim krokiem jest odwrócenie gradientu magnetycznego w celu odwrócenia ewolucji koherencji atomowej, co pozwala na odczytanie przechowywanych impulsów światła poprzez proces echa fotonowego. Ostatecznie do pomiaru charakterystyki odczytanego echa fotonowego wykorzystuje się detekcję homodynową.Główną zaletą tej techniki w porównaniu z naszymi dotychczasowymi metodami jest najwyższa wykazana wydajność. Unikalny dla danej dziedziny charakter pamięci sprawia, że składowa częstotliwości impulsów świetlnych może być przechowywana wzdłuż kuwety gazowej. Pamięć ta może być następnie wykorzystana do manipulacji widmowej zmagazynowanego światła.Przygotuj eksperyment, wykonując dwa niestandardowe rezonatory pierścieniowe. W celu stworzenia dystansatora wnęki wybierz pusty cylinder z aluminium litego. Cylinder ten ma długość około 25 centymetrów.Przygotuj dwa płaskie lustra o identycznej współczynniku odbicia w zaślepkach końcowych. Zamontuj je na jednym końcu odstępnika wnęki, stosując precyzyjną obróbkę mechaniczną. Lustra nie wymagają przyklejania.Następnie umieść oring w zaślepce na przeciwległy koniec dystansera wnęki. Na oringu umieść zakrzywione lustro o maksymalnej współczynniku odbicia. Na lustrze zamocuj siłownik piezoelektryczny, a następnie zamontuj zaślepkę na dystanserze wnęki, dociskając elementy zaślepki do dystansera, aby umożliwić szybkie sterowanie lustrem końcowym.Przejdź teraz do prac nad układem pamięci. Użyj tutaj długiej kuwety o długości 20 centymetrów z oknami z powłoką antyrefleksyjną, zawierającej izotopowo wzbogacony rubid 87 oraz gaz buforowy krypton o ciśnieniu 0,5 tor; do eksperymentów wykorzystaj kuwetę owiniętą niemagnetycznym drutem grzejnym. Kuweta pamięci, zaznaczona na zielono na tym schemacie, zostanie umieszczona w trzech koncentrycznych solenoidach.Zastosowano dwa identyczne solenoidy wewnętrzne o zmiennym skoku, zaprojektowane w celu wytworzenia liniowo zmiennego pola magnetycznego. Są one zamontowane w taki sposób, aby gradienty odpowiednich pól znosiły się nawzajem. Przełączanie między solenoidami odwraca gradienty w zbiorze atomów, co wymusza refazowanie impulsu optycznego i odczyt światła z pamięci.Trzeci zewnętrzny solenoid wytworzy pole magnetyczne prądu stałego w celu zniesienia degeneracji poziomów XEOMIN. W celu wykonania wewnętrznych solenoidów należy wykorzystać symulacje do określenia wymaganego skoku spirali o zmiennym kroku, a następnie wydrukować jej wykres. Należy owinąć wykres wokół rury PVC, aby służył on jako prowadnica do nawijania drutu.Cewki powinny być zaprojektowane w taki sposób, aby uniknąć efektów brzegowych i zapewnić głównie pola podłużne. Po nawinięciu i zmontowaniu trzech solenoidów należy osłonić je magnetycznie dwiema warstwami mu-metalu. W eksperymencie wykorzystano laser jednomodowy nastrojony w pobliżu linii D1 rubidu przy 795 nanometrach.Monitoruj częstotliwość, korzystając z dzielnika wiązki i kierując wiązkę przez podgrzewaną celę zawierającą rubid o naturalnym stosunku izotopowym. Obserwuj rozpraszanie w pobliżu rezonansu za pomocą kamery, dostrajając częstotliwość o około 1.5 gigahertz powyżej przejścia F równa dwa do F prim równa dwa, aby uzyskać przybliżoną częstotliwość wiązki kontrolnej. Następnie, wzdłuż toru optycznego, użyj dzielnika wiązki, aby utworzyć wiązkę kontrolną i wiązkę sondującą.Wiązka sondy przechodzi następnie przez sprzężony z włóknem modulator elektrooptyczny oraz jeden z rezonatorów pierścieniowych. Należy użyć sprzężonego z włóknem modulatora elektrooptycznego sterowanego mikrofalowym źródłem o częstotliwości 6,8 gigahertz, aby odstroić wiązkę sondy od wiązki kontrolnej. Pasma boczne należy wyeliminować poprzez zablokowanie rezonatora pierścieniowego w rezonansie z dodatnim pasmem bocznym 6,8 gigahertz.Kolejny dzielnik wiązki kieruje wiązkę próbną do modulatora optycznego kuo, aby umożliwić precyzyjną kontrolę jej częstotliwości i natężenia. Modulator jest sterowany za pomocą modulowanego sygnału Gaussa, aby wytworzyć precyzyjny impuls światła do przechowywania w celi. Kieruj wiązkę próbną tak, aby przechodziła przez drugi rezonator pierścieniowy.Zablokuj wnękę do częstotliwości wiązki sondującej, używając pomocniczej wiązki blokującej wprowadzonej do wnęki w modzie odwrotnym. Połącz ponownie wiązkę sondującą i wiązkę sterującą na lustrze wyjściowym wnęki, gdzie wiązka sterująca ulega odbiciu. Przed wprowadzeniem do komórki pamięci, dostosuj połączone wiązki sondującej i sterującej tak, aby miały identyczną, w przybliżeniu kołową polaryzację, używając ćwierćfalowej płytki korygującej. Za komórką pamięci oddziel wiązkę sterującą od propagującego się światła za pomocą ogniwa filtrującego wypełnionego naturalną mieszaniną rubidu w temperaturze 140 °C.Następnie należy użyć drugiej ćwierćfalowej płytki korygującej, aby przekształcić impulsy próbne w polaryzację bliską liniowej. Przygotuj układ detekcji heterodynowej dla wiązki próbnej. Za komórką pamięci skieruj wiązkę do trzeciego optycznego modulatora elektrooptycznego (EOM), aby przesunąć jej częstotliwość i zapewnić oscylator lokalny dla detektora.Użyj szybkiego oscyloskopu wyzwalanego przez program sterujący, aby zarejestrować i zapisać sygnał z eksperymentu. Upewnij się, że ogniwo pamięci znajduje się w temperaturze 80 °C i dostosuj moc wiązki sondy. Uruchom skrypt sterowany komputerowo dla danego eksperymentu.Typowy cykl pracy trwa około 120 µs; wyzwalacz oscyloskopu uruchamia się na początku cyklu. Początkowo jedna z wewnętrznych cewek wokół komórki pamięci jest włączona, a druga wyłączona, co prowadzi do powstania gradientu magnetycznego w jednym kierunku. Po zapisaniu impulsu wiązki sondującej, należy odwrócić gradient, aby odczytać światło z pamięci.Wyłącz grzałkę komórki gazowej podczas czasu przechowywania pamięci, aby uniknąć zakłóceń w działaniu pamięci. Jeśli to możliwe, wyłącz wiązkę sterującą, gdy światło jest przechowywane w pamięci. Rysunek ten przedstawia typową, poszerzoną heterodynowo linię ramana, gdy jedna z cewek magnetycznych gradientowych jest włączona.Cienka linia ciągła przedstawia dane z pomiarów heterodynowych. Oscylacja wynika z interferencji między światłem sondy a światłem oscylatora lokalnego. Linia przerywana przedstawia obwiednię tych danych, czyli kształt poszerzonej linii ramenowskiej.Na poniższym wykresie przedstawiono typowy średni sygnał pamięci echa gradientowego o określonej sprawności dla krótkiego czasu przechowywania. Czerwka krzywa obrazuje profil intensywności impulsu wejściowego, a niebieska krzywa przedstawia sygnał wyjściowy z pamięci. Przełączenie cewek gradientu magnetycznego nastąpiło w 10 microseconds.Przywołane echo pojawia się po prawej stronie linii przerywanej. Niezerowa intensywność sygnału wyjściowego przed przełączeniem świadczy o wycieku światła. Ta wysokowydajna pamięć ech z gradingiem może być wykorzystana w różnych eksperymentach, takich jak kształtowanie impulsów w dziedzinie czasu i częstotliwości, a potencjalnie również do budowy powtarzacza kwantowego.Należy pamiętać, że praca z laserami o dużej mocy może być niezwykle niebezpieczna. Podczas wykonywania tej procedury zawsze należy nosić okulary ochronne do laserów.

gradient-echo-quantum-memory-in-warm-atomic-vapor

Research

JoVE Journal

Engineering

Inżynieria

Gradient Echo Quantum Memory w ciepłym oparów atomowym

Opisano proces wytwarzania hiperpolaryzowanego ksenonu za pomocą optycznego pompowania wymiany spinowej (SEOP). Metoda ta pozwala na ok. 10000-krotne zwiększenie polaryzacji spinu jądrowego Xe-129 i znajduje zastosowanie w spektroskopii oraz obrazowaniu metodą rezonansu magnetycznego jąder. Przedstawiono przykłady eksperymentów w fazie gazowej oraz w stanie roztworu.

Hiperpolaryzowany ksenon w zastosowaniach NMR i MRI

Opisano technikę femtosekundowego mieszania czterofalowego, w tym konfiguracje spektralnie rozdzielcze i czasowo-rozdzielcze.  Ilustrujemy przydatność tej techniki do badania kluczowych właściwości fizycznych rozcieńczonych półprzewodników magnetycznych III-V, zapewnionych przez jej nieliniowość i wysoką rozdzielczość czasową.

Pomiar zaniku koherencji w GaMnas za pomocą femtosekundowego mieszania czterofalowego

Opisujemy niezawodne generowanie niegaussowskich stanów podróżujących pól optycznych, w tym stanów pojedynczych fotonów i superpozycji stanów koherentnych, przy użyciu metody warunkowego przygotowania działającej na nieklasycznym świetle emitowanym przez optyczne oscylatory parametryczne. Rozważane są oscylatory typu I i typu II z dopasowaniem fazowym i szczegółowo opisano typowe procedury, takie jak wymagane filtrowanie częstotliwości lub charakterystyka stanu kwantowego o wysokiej wydajności...

Inżynieria stanu kwantowego światła za pomocą optycznych oscylatorów parametrycznych o fali ciągłej

Omówiono proces produkcji i eksperymentalne techniki charakterystyki pomp jednoelektronowych opartych na kropkach kwantowych krzemowo-metalowo-tlenkowo-półprzewodnikowych.

Kropki kwantowe krzemowo-metalowo-tlenkowo-półprzewodnikowe do pompowania pojedynczych elektronów

Prezentujemy metodę uzyskiwania obrazów o rozdzielczości subnanometrowej za pomocą mikroskopii sił atomowych z modulacją amplitudy (tryb stukania) w cieczy. Metodę zademonstrowano na komercyjnych mikroskopach sił atomowych. Wyjaśniamy powody naszego wyboru parametrów i sugerujemy strategie optymalizacji rozdzielczości.

Obrazowanie w rozdzielczości subnanometrowej z mikroskopią sił atomowych z modulacją amplitudy w cieczy

Prezentujemy parametryczną metodę chłodzenia ultrazimnego gazu Fermiego w optycznej pułapce dipolowej o skrzyżowanej wiązce. Metoda ta selektywnie usuwa wysokoenergetyczne atomy z pułapki poprzez okresowe modulowanie głębokości pułapki częstotliwościami, które rezonują z anharmonicznymi składowymi potencjału pułapkowania.

Chłodzenie optycznie uwięzionego ultrazimnego gazu Fermiego poprzez okresową jazdę

Ten artykuł przedstawia metodologię mikrofabrykacji dla powierzchniowych pułapek jonowych, jak również szczegółową eksperymentalną procedurę wychwytywania jonów iterbu w środowisku o temperaturze pokojowej.

Eksperymentalne metody wychwytywania jonów za pomocą mikrofabrykowanych powierzchniowych pułapek jonowych

Kwantowe układy scalone (QIC) składające się z układu płaskich i balistycznych złączy Josephsona (JJ) opartych na In0.75Ga0.25Jako dwuwymiarowy gaz elektronowy (2DEG) jest pokazany. Omówiono dwie różne metody wytwarzania dwuwymiarowych (2D) JJ i QIC, a następnie zademonstrowano pomiary transportu kwantowego w temperaturach poniżej Kelvina.

Skalowalne kwantowe układy scalone na nadprzewodzącej dwuwymiarowej platformie gazu elektronowego

Przedstawiona tutaj jest metoda pomiaru dwójłomności okien próżniowych poprzez maksymalizację liczby fluorescencji emitowanych przez chłodzone dopplerowskie jony 25Mg+ w pułapce jonowej. Dwójłomność okien próżniowych zmieni stany polaryzacji lasera, które można skompensować poprzez zmianę kątów azymutalnych zewnętrznych płytek falowych.

Pomiar in situ dwójłomności okna próżniowego przy użyciu fluorescencji 25Mg+

Opisujemy przygotowanie koloidalnych kropek kwantowych o zminimalizowanym rozmiarze hydrodynamicznym do obrazowania fluorescencyjnego pojedynczych cząsteczek. W porównaniu z konwencjonalnymi kropkami kwantowymi, nanocząstki te mają rozmiar zbliżony do białek globularnych i są zoptymalizowane pod kątem jasności pojedynczych cząsteczek, stabilności przeciwko fotodegradacji oraz odporności na nieswoiste wiązanie z białkami i komórkami.

Kompaktowe kropki kwantowe do obrazowania pojedynczych cząsteczek

Poznaj protokół pamięci kwantowej echa gradientowego w ciepłej parze rubidu. Ta metoda umożliwia przechowywanie i odtwarzanie impulsów świetlnych z najwyższą wydajnością, co ma kluczowe znaczenie dla technologii komunikacji kwantowej.

Pamięć kwantowa echa gradientowego w ciepłej parze atomowej

Przeglądaj więcej filmów