Summary
Gradienten ekko hukommelse er en protokol til opbevaring af optiske kvantetilstande af lys i atomare ensembler. Quantum hukommelse er et centralt element i en kvante repeater, der kan udvide rækkevidden af kvante nøgle distribution. Vi skitsere driften af ordningen, når de gennemføres i en 3-niveau atomare ensemble.
Abstract
Gradient echo hukommelse (GEM) er en protokol til opbevaring af optiske kvantetilstande af lys i atomare ensembler. Den primære motivation for en sådan teknologi er, at kvante (QKD), som bruger Heisenberg usikkerhed at garantere sikkerheden af kryptografiske nøgler, er begrænset i transmission afstand. Udviklingen af en kvante repeater er en mulig vej til at udvide QKD rækkevidde, men en repeater får brug for en kvantehukommelse. I vores eksperimenter bruger vi en gas af rubidium 87 damp, der er indeholdt i en varm gas celle. Dette gør ordningen særlig enkel. Det er også et meget alsidigt der aktiverer i hukommelsen forfinelse af den lagrede tilstand, såsom frekvensforskydning og båndbredde manipulation. Grundlaget for GEM-protokollen er at absorbere lyset ind i et ensemble af atomer, der er udarbejdet i et magnetisk felt gradient. Tilbageførsel af denne gradient fører til rephasing den atomare polarisering og dermed tilbagekaldelse af den lagrede optiske tilstand. We vil skitsere, hvordan vi forbereder atomer og denne gradient og også beskrive nogle af de faldgruber, der skal undgås, navnlig fire-bølge blanding, som kan give anledning til optisk forstærkning.
Introduction
Et af de udestående udfordringer kvanteinformationsteknologi er evnen til at opbygge en hukommelse for kvantetilstande. For fotoniske kvantecomputere 1 eller en kvante repeater bruges i en kvante nøgle distributionssystem 2, betyder det at opbygge en hukommelse, der kan gemme kvantetilstande af lys 3. En af de modeller, der er truffet mod dette mål er at bruge ensembler af atomer, der kan styres på en sådan måde, at gemme og derefter controllably slip lys på et senere tidspunkt. Talrige teknikker er blevet udviklet, herunder elektromagnetisk induceret transparens (EIT) 4, den atomare frekvens kam (AFC) 5, 6, 7, fire-bølge blanding (FWM) 8, Raman absorption 9, Faraday interaktion 10 og foton ekko teknikker 11, 12 , 13, 14, 13, 15, 16, 17, 18, 19.
Fokus i dette papir er Λ - Gradient Echo hukommelse (Λ-GEM), der fungerer ved hjælp af tre-Niveau "Λ 'strukturerede atomare medier. Det var oprindeligt implementeret i en varm Rb damp celle i 2008 20. Denne ordning har været brugt som en random access memory til lysimpulser, 21, har demonstreret effektivitet så høj som 87% 22, giver støjfri lagring af kvantetilstande 23 og viser nogle lovende som en platform for ikke-lineære optiske operationer 24. Vi har også for nylig offentliggjort et papir, der går ind i nogle detaljer om samspillet af denne hukommelse med varmt atom-damp 25.
Essensen af den teknik, er, at vi forberede en samling af atomer, der er inhomogeneously udvidet, således at de atomer, vil absorbere en lyspuls. I vort eksperiment bruger vi Raman absorption, som vist i figur 1a. Sonden lys, som skal gemmes, vil blive kortlagt på sammenhængen mellem to ground tilstande af atomer. Udvidelsen er tilvejebragt ved at anvende et magnetfelt gradient langs retningen af optiske formering, fremkaldelse af en rumlig gradient i Raman absorption frekvenser, som vist i figur 1b. De forskellige frekvenskomponenter lagret puls er således kortlagt til forskellige rumlige placeringer lineært langs længden af det atomare ensemble. Med andre ord, den rumlige profil atomare spin-bølge, der frembringes ved absorptionen af inputimpulsen er proportional med Fouriertransformation af det tidsmæssige profil inputimpulsen. Som vi vil skitsere senere, er det denne frekvens gradient, der også gør det muligt for nogle af de interessante spektrale databehandling af denne hukommelse. Ved at vende feltgradienten kan udviklingen af sammenhængen i den atomare ensemble være tid-vendt. Dette giver mulighed for udlæsning af lyspuls.
Protocol
1.. Nogle Kundetilpassede Elements
Ring resonatorer
I dette eksperiment er to ring resonatorer som Split og kombinerer stråler af forskellige frekvenser kræves. Udformningen af hulrummet er vist i fig. 2.- Byg resonatorer omkring en udhulet cylinder af bulk aluminium. På den ene ende, monterer to flade spejle med identisk refleksionsevne. På den modsatte ende monteres en maksimal refleksionsevne buet spejl. Spejlene behøver ikke at være limet til hulrummet spacer. Med omhyggelig bearbejdning af afstandsstykket de endekapper er nok til at holde dem på plads.
- Kombiner den buede spejl med en O-ring og piezoelektrisk aktuator til at muliggøre kontrol af hulrummet resonansfrekvens. Placer O-ringen mellem spejlet og hulrummet spacer med piezo bag spejlet. Komprimere disse elementer på hulrum spacer med endekappe at give mulighed for hurtig aktivering af udgangen spejl. Kombinationen af O-ring kompressionog high-speed piezo typisk giver mulighed for kontrol båndbredder på over 10 kHz.
Bemærk: I dette eksempel, afstandsstykkerne er omkring 25 cm lang. Denne længde er vilkårlig, selv om det skal vælges, så kontrollen og sonde lys er ikke coresonant, hvilket betyder, at hyperfine opsplitning ikke skal være et multiplum af den frie spektrale-range. På grund af ringen geometri, vil hulrummet have nondegenerate polarisering tilstande af forskellig finesse. Den brugerdefinerede belagt spejle er angivet for at tilvejebringe en hulhed finesse omkring 1.000 for s-polariseret lys, hvilket fører til en finesse omkring 100 for p-polariseret lys. Mens disse eksperimenter typisk gennemføres på lavt finesse tilstand, kan opsætningen nemt skiftes til høj finesse tilstand bør kræves stærkere filtrering af bjælkerne.
- Design af hukommelsen cellen og dens hus
- At opbygge hukommelse apparat, skal du bruge en lang celle, der indeholder isotopisk forbedret 87 Rb along med 0,5 Torr for Kr. buffer gas. I setup, længden er 20 cm. Vinduerne i cellen er antireflekssystem belagt. Denne celle skal opvarmes til omkring 80 ° C ved anvendelse af en ikke-magnetisk varmetråd.
- Indramme celle i tre koncentriske magnetventiler. De to indvendige solenoider skabe magnetfeltgradienter. For at spænde disse solenoider, udføre en simulering ved hjælp af Biot-Savarts ligning. Simuler variabel pitch magnetventil, der vil give et lineært varierende magnetfelt.
- Ved hjælp af en grafisk program udskrive et plot af denne spiral på et stykke papir. Wrap papiret omkring et PVC-rør til at give en linje for at følge og vind tråden på røret.
Bemærk: I denne opsætning spolerne er 50 cm lang, mere end det dobbelte af længden af gascellen at undgå kantvirkninger. Diametrene er 6 og 10 cm, hvilket er det dobbelte af diameteren af cellen, for at sikre at de magnetiske felter hovedsageligt i længderetningen. De gradient solenoider imod hinanden, så that skifte mellem dem vil skifte tegn på gradient (se fig. 3). I et typisk eksperiment, er 2-3 A strøm løbe gennem disse bredbånd og spolerne er tændt i 3-4 usek.
- At optimere skiftetid og stoppe svingninger bruger 200 Ω dæmpning modstande i serie med spolerne. Placer disse to solenoider inden tredje normalt viklet spole, der anvendes til at tilvejebringe en DC-magnetfelt til at løfte degenereringen af Zeeman niveauer. Rubidium har et skift på omkring 1,4 MHz / G af magnetfelt 26. Et typisk DC felt er 6 G, mens stigninger ville være 2 g / m.
- Placer to lag μ-metal afskærmning omkring de tre magnetspoler at reducere indflydelsen af jordens magnetfelt på eksperimentet.
2. Layout af Optical strålegangen
- Brug en enkelt transportform laser tunet nær rubidium D 1 linje på 795 nm. Overvåg frekvensaf laseren ved hjælp af en mættet måling af absorptionen, som vist i figur 3.. Detune frekvensen med omkring 1,5 GHz over F = 2 til F '= 2 overgang. Dette vil være den omtrentlige frekvens af kontrollen stråle.
- På beamsplitter BS2, skal du trykke lidt lys ud for den vigtigste laser til at danne kontrol stråle. Shift dens frekvens ved hjælp af akustisk-optisk modulator AOM1. Denne AOM giver også modulering af kontrol stråle strøm. At drive AOM, passerer outputtet af en signalkilde via en RF-omskifter, der styres af et TTL-signal, og derefter forstærke signalet, før den sendes til AOM. Finjustering kontrol frekvens, for at optimere Raman absorption for eksempel ved at ændre drivfrekvensen denne AOM. RF-drevet hyppigheden af AOMs i opsætningen er 80 MHz, men det er vilkårlig.
- Forstemme sonden stråle, som vil blive gemt i kvantehukommelse ved 6,8 GHz fra kontrol stråle, denne frekvens bliver den hyperfine grundtilstand opsplitning af87 Rb. For at forberede denne frekvens, passerer laser gennem en fiber-koblede elektro-optisk modulator, som er drevet af en 6,8 GHz mikrobølger kilde. Dette frembringer en matrix af sidebånd på harmoniske af 6,8 GHz, over og under bærefrekvensen.
- For at opnå en sonde stråle med en ren frekvens, adskille +6. 8 GHz lys fra alle de andre uønskede modulation sidebånd. For at gøre dette, skal du bruge en af ringetonerne hulrum. Lås Cavity 1 på resonans med +6. 8 GHz sidebånd. Denne frekvens vil derefter blive transmitteret gennem resonatoren, mens alle andre frekvenser reflekteres, således forberede en ren frekvens, som vil afhjælpe den F = 1 grundtilstand af rubidiumatomer. Hulrummet kan låses med pund-Drever-Hall teknik 27], ved hjælp af den reflekterede fra input spejl lys.
- Tap en del af laserstrålen BS3 og sende det via AOM2 at tillade fin kontrol af hyppigheden og intensiteten af sonden stråle. Derer et par metoder til rådighed til at drive AOM. For eksempel bruger en programmerbar signal generator indstillet til at generere Gaussian pulser moduleret ved 80 MHz. Alternativt kombineres en kontinuerlig 80 MHz signal med en puls på en RF-mixer til dannelse af en impulsmoduleret ved 80 MHz. Uanset hvad, er det modulerede Gauss derefter forstærket og sendt til AOM at give en puls af lys ind i en diffrakteret orden AOM.
Bemærk: Denne diffrakteret ordre vil give fint kontrolleret lysimpulser, der kan lagres i hukommelsen. Amplituden af impulserne kan indstilles ved hjælp af en kombination af kraft AOM drev og varierende opsplitning forholdet BS1. Dette giver mulighed for pålidelig produktion af en bred vifte af impulsamplituder, og i særdeleshed, tillader produktion af meget svage pulser med middel foton tal mindre end 1 23. - Den næste fase er at kombinere sonden og kontrol bjælker. Dette kan gøres med en simpel stråledeler, men det ville betyde at miste en del af lyset.Hvis polariseringen af sonden og kontrol var ortogonale så tabsfri rekombination kan opnås ved hjælp af en polariserende stråledeler, men opbevaring kan kun virkelig blive optimeres gennem uafhængig styring af sonden og kontrol polariseringer.
- For at opnå dette, skal du bruge en anden, høj effektivitet, impedans-matchet, ring hulrum. Opsætning af et hulrum, således at sonden strålen transmitteres igennem, mens kontrolgruppen feltet reflekteres output spejl. Transmission af sonden gennem denne anden resonator tilvejebringer også et andet lag af frekvens filtrering, hvilket hjælper med at undgå problemer med fire bølge blanding.
- Lås dette hulrum til frekvensen af sonden strålen ved hjælp af en ekstra låsning stråle (stiplet linie), der injiceres i den omvendte funktion af hulrummet. Tune denne stråle til en anden frekvens, polarisering og rumlig tilstand fra sonden stråle, så det kan påvises på refleksion uden at påvirke sonden stråle. Årsagen til denne indsats er, at deter afsindig vanskeligt at bruge den energibesparende, pulserende sonde stråle til at låse hulrummet. Kontrol-og probe stråler kollimeres før lagercelle til 7 mm og 3 mm størrelser, hhv.
- Styrefeltet strømmen, før hukommelsen celle er ~ 270 mW og sonde magt kan vælges fra nul til et par microwatts afhængigt af eksperimentet køre. Ved hjælp af en kvartbølgeplade justere polarisering af de kombinerede sonde og kontrol bjælker til at være (ca.) cirkulær og af samme helicitet. Sprøjt dem i hukommelsen gas celle apparatet.
- Styre tidspunktet for alle elementer i forsøget ved hjælp af et LabVIEW program 28. En typisk arbejdscyklus ville være 120 usek. Sluk for varmelegemet fra under hukommelse opbevaring tid for at undgå interferens med hukommelse operation. En typisk timing sekvens er vist i figur 4. Når det er muligt, skal du skifte kontrol stråle fra, mens lyset er lagret i hukommelsen. I en varm gas-celle, selvom the Raman overgang drosles fra ophidset tilstand uden Doppler bredde kan styrefeltet stadig være en betydelig kilde til adskillelse i hukommelsen på grund af den ikke-nul sandsynlighed for spontan Raman spredning. Raman spredning er direkte proportional med det område, effektstyring og omvendt til forstemning potens. Hvis kontrollen felt er tændt under hele opbevaring tid, kan det interagere med de to nederste stater og ødelægge sammenhængen med den eksponentielle rate defineret af spredning. Dette er yderligere forklaret i diskussionen afsnit.
- Efter opbevaring og tilbagekaldelse, passerer sonden gennem en filtrering celle med henblik på at fratage kontrol felt fra bjælken. Det er muligt at anvende en celle med en naturlig blanding af Rb. 85 Rb dominerer og absorberer stærkt ved kontrol stråle frekvens, der giver 60 dB undertrykkelse. Sonden stråle dæmpes meget mindre, typisk 1,4 dB. Brug en celle 75 mm lang, opvarmet til 140 ° C.En celle med isotopisk forbedret 85 Rb ville føre til mindre sonde absorption.
- Det sidste trin er påvisning af proben impulser ved hjælp af en homodyn eller heterodyn detektion. Fordelen ved denne opdagelse er, at den er mode-selektive så nogle resterende kontrol lys vil ikke påvirke målingerne. Ekkoet har en (næsten) cirkulær polarisering, der er lavet lineær ved hjælp af en half-wave/quarter-wave plade kombination.
- For at producere den lokale oscillator, hanen en del af strålen på BS4 og flytte sit hyppighed AOM4. Opbevar signalet fra homodyn eller heterodyn opsætning ved hjælp af et hurtigt oscilloskop, udløses LabVIEW kontrolprogram.
Representative Results
1.. Brug af Raman Absorption som et diagnostisk værktøj
Det første resultat for at opnå en Raman linje absorption af sonden stråle lys. Optimering af denne absorption funktion går en lang vej at nå det bedst hukommelse ydeevne. Med de magnetiske gradientspoler slukket, kan den kontrol frekvens, der skal scannes i tilstedeværelse af en svag kontinuerlig sonde bølge. Absorptionen af sonden strålen er direkte relateret til den optiske densitet af atomare celle. Baseret på det, kan temperaturen i cellen, magt kontrol bjælken og enkelt foton forstemning optimeres gennem en iterativ proces for at give den bedst mulige Raman absorption. Alt for meget kontrol-beam magt vil øge absorption, men også udvide bredden af linjen. Når optimeret, bredden er af størrelsesordenen 100 kHz i vores system.
Tænde en af gradientspolerne vil udvide Raman linje. Bredden af den udvidede absorption afskrækkeminer båndbredden i hukommelsen. Et kompromis skal derefter mellem optisk tæthed, som påvirker hukommelse effektivitet og hukommelse båndbredde. Sonden transmission er vist for en af vores udvidet Raman linjer i figur 5, hvor hukommelsesbåndbredde er indstillet til omkring 1 MHz.
Tænd både magnetiske gradientspoler på samme tid, bør den nonbroadened absorption liniebredden genvindes. Enhver uoverensstemmelse i den aktuelle størrelsesorden eller rumlig inhomogenitet af de magnetiske felter vil afspejle direkte på en udvidelse og fordrejning af Raman absorption.
2. Pulse Opbevaring
Den enkleste konfiguration for hukommelsen er enkelt puls lagring og genfinding. Det ville for eksempel være, lagring pulser af varighed 2 mikrosekunder og skifte de magnetiske gradientspoler 3 mikrosekunder efter pulsen top, som vist i figur 6. Hvis den optiske densitet er lav, lidt lys leakaGE vil blive observeret, afhængigt af den optiske densitet (OD) af mediet. Tuning forsigtigt memory parametre er afgørende for at opnå høj opbevaring effektivitet. Dette omfatter optimering af lagercelle temperatur, den omhyggelige tilpasning mellem proben og kontrol feltet, tuning intensiteten af kontrol stråle for at finde det bedste kompromis mellem absorption og spredning, hvilket sikrer den korrekte polarisering af strålerne tuning frekvenser af sonden og kontrol bjælker. Denne optimering metode er yderligere forklaret i diskussionen afsnit. Kan forventes effektivitetsgevinster, der overstiger 80% for en opbevaringstid på 4 usek 22, når alle disse parametre er tunet godt. Effektiviteten af oplagring er defineret som forholdet mellem den energi erindres ekko og energien af et identisk puls, der ikke er lagret i hukommelsen. Denne effektivt faktorer ud effekten af linietab, for eksempel på grund af Fresnel refleksioner på overflader eller absorption i filtrering celle. Når du bruger en heterodyne afsløring, er energien af de impulser, målt ved kvadratur heterodynsignal og måle de områder af puls hylstre.
Hyppigheden og båndbredde af hentede impuls afhænger af den aktuelle injiceres i gradientspolerne. Simpel manipulation af disse strømme giver mulighed for finjustering af den hentede puls. Mere komplekse spektrale manipulationer (såsom dem der er skitseret i 29) kan gøres ved hjælp af en mere avanceret spole setup, hvor gradienten langs hukommelsen kan indstilles som en funktion af position og tid uafhængigt af hinanden.
Figur 1. a) Niveauet ordning i 87 Rb D 1 linie benyttes i hukommelsen. Sonden lys Raman absorberet for at skabe en sammenhæng bet lem F = 1 og F = 2 jord-stater. b) magnetfeltgradient giver rumligt afhængig detuning af jord-stater langs længden af cellen. Vende gradient og dreje kontrol stråle på giver tilbagekaldelse af den lagrede sonde lys. (Tilpasset fra [34]). Klik her for at se større billede .
Figur 2.. Skematisk af et optisk tilstand renere. Se metodeafsnittet for en beskrivelse. Klik her for at se større billede .
ig3.jpg "width =" 500px "/>
Figur 3. Skematisk af forsøgsopstillingen AOM = akustisk-optisk modulator. EOM = elektro-optisk modulator, BS = beamsplitteren; λ / 4 = kvartbølgeplade. Klik her for at se større billede .
Figur 4.. En typisk timing sekvens for hukommelsen. (Taget fra 35). Klik her for at se større billede .
Figur 5. Typisk heterodyned udvidet Raman linje, når en af the magnetiske gradientspoler er tændt. Dataene (tynd optrukket linie) er taget med heterodyne måling. Svingningen skyldes, at rytmen mellem sonden lys og lokaloscillatoren lys. Den stiplede kurve viser kuvert af disse data, som er formen af den udvidede Raman linje. (Ændret fra 25). Klik her for at se større billede .
Figur 6. Typisk gennemsnitlig effektivitet GEM ekko for korte opbevaringstid. De magnetiske gradientspoler er tændt ved t = 10 mikrosekunder (stiplet linie). Rød: input puls intensitet profil. Blå: intensitet output af hukommelse, hvilket viser lækket lys (som det fremgår under den røde input puls) og mindede ekko, som vises til højre for than stiplede linje. Klik her for at se større billede .
Figur 7. Fire-bølge blande effekt, når du scanner Raman linje, for forskellige kontrol felt beføjelser og celle temperaturer. Kun denne figur, de polariseringer af kontrollen felt og sonde bjælker blev valgt således, at de maksimere effekten. Pc er kontrol stråle strøm. (Ændret fra 25). Klik her for at se større billede .
Discussion
En nødvendig forudsætning for høj hukommelse effektivitet er en høj OD [30]. OD af Λ-GEM er proportional med Raman faktor Ω_c 2 / Δ 2, hvor Ω_c er koblingen feltet Rabi frekvens og Δ er Raman forstemning fra exciterede tilstand. Den spontane Raman spredning sats er også proportional med Raman faktor, og der er derfor en afvejning mellem at opnå høj absorption og lave tab spredning. For at finde de optimale indstillinger for kontrol felt magt, detuning og gas temperatur vi bruger en iterativ proces. Tabene scattering kan afbødes til en vis grad ved at slukke for kontrol stråle under opbevaring, efter pulsen er helt absorberet. Optisk dybde er også påvirket af den indre tilstand af atomerne. Ideelt vil vi gerne have så mange atomer som muligt i F = 1 hyperfine plan for at øge absorptionen af sonden. Styringen stråle spiller også en rolle her, da det virker til at pumpe atomer fra F = 2 tilF = 1 niveauer. Det er ikke meget effektiv, på grund af forstemning, men kontrol stråle er kraftfuld og kan stå på i lange perioder mellem puls opbevaring eksperimenter. Bredden af Raman linie i vort eksperiment er omkring 100 kHz, som er hovedsagelig et resultat af magt udvidelse forårsaget af kontrolfeltet. Denne næsten svarer til den hastighed, hvormed atomer er pumpes fra F = 2 til F = 1 hyperfin tilstand. Der vil imidlertid være nogle population tilbage på mf = 2 (eller -2 afhængigt af fortegnet på den cirkulære polarisation) af hyperfine niveau F = 2 på grund af manglen af tilladte optiske overgange.
OD vil også afhænge stærkt af temperaturen i cellen, som bestemmer antallet af atomer i gasfasen. Vi anvender en temperatur på omkring 78 ° C, målt i midten af cellen. Vi bemærkede, at i vores celle, forøgelse af temperaturen over 85 ° C kan resultere i en vis absorption af kontrolfeltet samt nogle usammenhængende absorption af the sondesignal. Kaminen er slukket under den eksperimentelle køre for at undgå at forstyrre det magnetiske felt inde i cellen.
Polariseringer både probe-og kontrolsystemer områder spiller også en afgørende rolle i absorptionen effektiviteten af hukommelsen. D1 overgang linje 87Rb har to hyperfine exciterede tilstande med i alt 8 Zeeman underniveauer. I princippet valget af identiske cirkulære polarisationer for både proben og kontrol områder, sikrer, at de kun interagere med exciteret tilstand niveau mf = 2 (eller -2), F '= 2. De lineære eller elliptiske polarisationer af laser områder giver anledning til Raman kobling via andre Zeeman underniveauer af F '= 1, 2. Dette vil resultere i udvidelse og asymmetri i Raman linje form, på grund af de forskellige koblingskonstanter og ac Stark skift i de forskellige overgange. Desværre kan identisk cirkulære polariseret sonde og kontrolfelter forberedt før hukommelsen opleve forskellige polarisering self-rotations som de udbreder sig gennem hukommelsen. Denne effekt er mere udtalt i høje OD medier, som vi har i vores eksperiment. Det betyder, at der er behov for finjustering af sonde og kontrol stråle polarisering at modvirke effekten af selv-rotation.
For yderligere at komplicere tingene, kan en degenereret fire-bølge blanding (FWM) proces undertiden ses, når der arbejdes med store OD 25. Dette kan forårsage amplifikation og dermed indføre støj output tilstand hukommelsen. Især når lineær polarisation anvendes til både kontrol-og probe bjælker, FWM effekt kan blive øget på grund af Raman excitation gennem flere exciterede tilstande. De betingelser, hvorunder FWM processen er enten forbedrede eller undertrykt i vores system er sammenfattet i Ref. 25. Virkningen af FWM kan afbødes ved, igen, finjustere polarisering af sonden og kontrol bjælker. På denne måde kan FWM processer reduceres til det punkt, at de gørikke tilføje støj til den mindes lys 23. Med hensyn til FWM, er det værd at bemærke, at begge hulrum spiller en vigtig rolle i at undertrykke -6,8 GHz sidebånd genereret af Fiber-EOM, der ellers ville frø FWM-processen.
Både uden rotation og FWM påvirke formen af udvidet Raman linje. Efter finjustering, kan man opnå en helt symmetrisk, omtrent rektangulært formet absorption funktion som vist i figur 5.. Dette står i kontrast med sagen vist i figur 7, hvor polariseringer blev udvalgt til at demonstrere effekten af FWM. Her Raman funktion er særdeles asymmetriske.
Som tidligere nævnt er en naturlig overflod Rb celle, der anvendes til at foretage kontrol stråle og passerer sonden stråle til afsnittet detektion. På grund af den høje temperatur i denne celle, bemærkede vi, at luftstrømme omkring cellevinduerne forårsage variation i udkanten synlighed heterodyn detektion, resulting i udsving i signalet. Denne virkning er blevet minimeret ved at gennemføre heterodyne afsløring umiddelbart efter filtrering celle og reducere luftstrømme omkring cellevinduerne anvendelse af passende ovn design. Vi observerede en sonde tab på omkring 30% gennem filtrering celle, på grund af Fresnel refleksioner fra vinduer og absorptionen med 87 Rb atomer i filtrering celle. Dette tab kan potentielt blive reduceret ved hjælp antirefleksionsovertræk på den celle vinduer og bruge ren 85 Rb i stedet for en naturlig blanding af Rb.
I en varm damp celle, diffusion er en af de vigtigste begrænsninger for opbevaring tid. Efter at absorbere lys, kan atomer diffundere ud af det sammenhængende område, således delvis at slette den lagrede information. Tilføjelse af en buffergas (0,5 Torr Kr., i vores eksperiment) reducerer virkningen af diffusion til en vis grad. For meget buffergas vil imidlertid øge kollisionsstati udvide 31. Dette øger decemberoherence og kontrol inden absorption, hvilket reducerer effektiviteten af pumpe nævnt ovenfor. En anden måde at reducere virkningen af tværgående diffusion er at øge interaktionen volumen ved at udvide de tværgående profiler af probe og kontrol felter. Denne fremgangsmåde vil med tiden blive begrænset af uelastiske kollisioner med cellevæggene. I dette tilfælde kan cellevæggene overtrækkes med antirelaxation materialer 32, 33, for at give elastiske kollisioner på væggene og dermed forbedre den atomare kohærenstid. Ved at minimere det uelastiske væg kollision hjælp af ordentlig vægcoatings og øge laserstrålen størrelse næsten dækker cellen tværsnit, ville man forvente en minimal effekt fra den tværgående diffusion for opbevaringstiden. Longitudinal diffusion kan så blive det dominerende dekohærens effekt ved lange opbevaringstider. Longitudinal diffusion får atomerne til at opleve forskellige magnetiske feltstyrker under opbevaring tid, der kan resultere i nedsat rephAsing effektivitet. En måde at kontrollere langsgående diffusion ville være at anvende en kold atomare ensemble, som atomer, der er blevet afkølet i en magneto-optisk fælde (MOT). Det kræver imidlertid en helt nyt lag af eksperimentel kompleksitet er involveret i at styre kold atomsky. Det er et system, vi evaluerer i øjeblikket i vores laboratorium 36.
Disclosures
Forfatterne erklærer, at de ikke har nogen konkurrerende finansielle interesser.
Acknowledgments
Forskningen er støttet af den australske forskningsråd Centre of Excellence for Quantum Computation og Kommunikationsteknologi, projekt nummer CE110001027.
Materials
| Name | Company | Catalog Number | Comments |
| Titanium-sapphire laser | M Squared Lasers | SolsTiS | |
| Digital oscilloscope | Lecroy | WaveRunner 44Xi-A | |
| Memory cell | Triad Technology | 20 cm long, 87Rb enhanced, 0.5 Torr Kr buffer gas, AR-coated | |
| Filter cell | Triad Technology | 7.5 cm long, natural mixture Rb, no buffer gas | |
| Fiber EOM | EOSPACE | PM-0K5-10-PFA-UL | |
| AOM | AA Opto-Electronic | MT80-A1-IR | |
| AOM drive components | Minicircuits | Amplifier ZHL-1-2W | |
| Minicircuits | Mixer ZAD-6 | ||
| Agilent | 80 MHz signal source 33250A | ||
| Cavities | Custom made triangular ring cavity. FSR = 600 MHz, Finesse = 100. Flat mirrors (for input and output) IBS coating by Advanced Thin Films. Back mirror is 1 m ROC Newport Supermirror (R>99.97%) |
||
| Photodiodes | Hamamatsu | S3883 | |
| Current Switches | Electronic Design and Research | EDR83915/2 and EDR8276612 |
References
- Knill, E., Laflamme, R., Milburn, G. J. A scheme for efficient quantum computation with linear optics. Nature. 409, 46-52 (2001).
- Sangouard, N., Simon, C., De Riedmatten, H., Gisin, N. Quantum repeaters based on atomic ensembles and linear optics. Rev. of Mod. Phys. 83, 33-80 (2011).
- Lvovsky, A. I., Sanders, B. C., Tittel, W. Optical quantum memory. Nat. Pho. 3, 76 (2009).
- Fleischhauer, M., Lukin, M. D. Dark-State Polaritons in Electromagnetically Induced Transparency. Phys. Rev. Let. 84, 5094 (2000).
- Afzelius, M., Simon, C., De Riedmatten, H., Gisin, N. Multi-Mode Quantum Memory based on Atomic Frequency Combs. Phys. Rev. A. 79, 052329 (2009).
- Clausen, C., et al. Quantum storage of photonic entanglement in a crystal. Nature. 469, 508 (2011).
- Saglamyurek, E., et al. Broadband waveguide quantum memory for entangled photons. Nature. 469, 512 (2011).
- Boyer, V., McCormick, C. F., Arimondo, E., Lett, P. D. Ultraslow Propagation of Matched Pulses by Four-Wave Mixing in an Atomic Vapor. Phys. Rev. Let. 99, 143601 (2007).
- Reim, K. F., Michelberger, P., Lee, K. C., Nunn, J., Langford, N. K., Walmsley, I. A. Single-Photon- Level Quantum Memory at Room Temperature. Phys. Rev. Let. 107, 053603-053604 (2011).
- Jensen, K., et al. Quantum memory for entangled continuous-variable states. Nature Physics. 7, 13 (2010).
- Moiseev, S., Kröll, S. Complete reconstruction of the quantum state of a single-photon wave packet absorbed by a Doppler-broadened transition. Phys. Rev. Let. 87, 173601 (2001).
- Moiseev, S. A., Tarasov, V. F., Ham, B. S. Quantum memory photon echo-like techniques in solids. Jour. Opt. B-Quan. Semiclass. Opt. 5, S497 (2003).
- Nilsson, M., Kröll, S. Solid state quantum memory using complete absorption and re-emission of photons by tailored and externally controlled inhomogeneous absorption profiles. Opt. Comm. 247, 393-403 (2005).
- Kraus, B., Tittel, W., Gisin, N., Nilsson, M., Kröll, S., Cirac, J. I. Quantum memory for nonstationary light fields based on controlled reversible inhomogeneous broadening. Phys. Rev. A. 73, 020302(R) (2006).
- Alexander, A., Longdell, J. J., Sellars, M., Manson, N. Photon echoes produced by switching electric fields. Phys. Rev. Let. 96, 043602 (2006).
- Sangouard, N., Simon, C., Afzelius, M., Gisin, N. Analysis of a quantum memory for photons based on controlled reversible inhomogeneous broadening. Phys. Rev. A. 75, 032327 (2007).
- Damon, V., Bonarota, M., Louchet-Chauvet, A., Chaneliere, T., Le Gouët, J. -L. Revival of silenced echo and quantum memory for light. New Jour. of Phys. 13, 093031 (2011).
- Hétet, G., Longdell, J. J., Alexander, A. L., Lam, P. K., Sellars, M. J. Electro-Optic Quantum Memory for Light Using Two-Level Atoms. Phys. Rev. Let. 100, 023601 (2008).
- Hedges, M. P., Longdell, J. J., Li, Y., Sellars, M. J. Efficient quantum memory for light. Nature. 465, 1052-1056 (2010).
- Hétet, G., Hosseini, M., Sparkes, B. M., Oblak, D., Lam, P. K., Buchler, B. C. Photon echoes generated by reversing magnetic field gradients in a rubidium vapor. Opt. Let. 33, 2323 (2008).
- Hosseini, M., Sparkes, B. M., Hétet, G., Longdell, J. J., Lam, P. K., Buchler, B. C. Coherent optical pulse sequencer for quantum applications. Nature. 461, 241-245 (2009).
- Hosseini, M., Sparkes, B. M., Campbell, G., Lam, P. K., Buchler, B. C. High efficiency coherent optical memory with warm rubidium vapour. Nat. Comm. 2, 174 (2011).
- Hosseini, M., Campbell, G., Sparkes, B. M., Lam, P. K., Buchler, B. C. Unconditional room-temperature quantum memory. Nat. Phys. 7, 794-798 (2011).
- Hosseini, M., Rebic, S., Sparkes, B. M., Twamley, J., Buchler, B. C., Lam, P. K. Memory-enhanced noiseless cross-phase modulation. Light: Sci. Apps. 1, e40 (2012).
- Hosseini, M., Sparkes, B. M., Campbell, G., Lam, P. K., Buchler, B. C. Storage and manipulation of light using a Raman gradient-echo process. Jour. of Phys. B-Atomic. 45, 124004 (2012).
- Barwood, G. P., Gill, P., Rowley, W. R. C. Frequency measurements on optically narrowed Rb-stabilised laser diodes at 780 nm and 795 nm. Appl. Phys. B. 53, 142-147 (1991).
- Drever, R. W. P., et al. Laser phase and frequency stabilization using an optical resonator. Appl. Phys. B-Photophys. and Laser Chem. 31, 97-105 (1983).
- Sparkes, B. M., Chrzanowski, H. M., Parrain, D. P., Buchler, B. C., Lam, P. K., Symul, T. A scalable, self-analyzing digital locking system for use on quantum optics experiments. Rev. of Sci. Instr. 82, 075113 (2011).
- Sparkes, B. M., et al. Precision Spectral Manipulation: A Demonstration Using a Coherent Optical Memory. Phys. Rev. X. 2, 021011 (2012).
- Gorshkov, A. V., Andre, A., Fleischhauer, M., Sorensen, A. S., Lukin, M. Universal approach to optimal photon storage in atomic media. Phys. Rev. Let. 98, 123601 (2007).
- Erhard, M., Helm, H. Buffer-gas effects on dark resonances: Theory and experiment. Phys. Rev. A. 63, 043813 (2001).
- Balabas, M. V., et al. High quality anti-relaxation coating material for alkali atom vapor cells. Opt. Expr. 18, 5825-5830 (2010).
- Balabas, M. V., Karaulanov, T., Ledbetter, M. P., Budker, D. Polarized alkali-metal vapor with minutelong transverse spin-relaxation time. Phys. Rev. Let. 105, 070801 (2010).
- Buchler, B. C., Hosseini, M., Hétet, G., Sparkes, B. M., Lam, P. K. Precision spectral manipulation of optical pulses using a coherent photon echo memory. Opt. Let. 35, 1091-1093 (2010).
- Higginbottom, D. B. Spatial Multimode Storage in a Gradient Echo Memory [dissertation]. , Australian National University. (2012).
- Sparkes, B. M., et al. Gradient echo memory in an ultra-high optical depth cold atomic ensemble. arXiv. , (2012).
