Summary
Stigningen ekko minne er en protokoll for lagring av optiske kvantetilstander av lys i atom ensembler. Quantum minne er et viktig element i en kvante repeater, som kan utvide rekkevidden av quantum nøkkeldistribusjon. Vi skissere driften av ordningen når implementert i en tre-nivå atom ensemble.
Abstract
Gradient ekko minne (GEM) er en protokoll for lagring av optiske kvantetilstander av lys i atom ensembler. Den primære motivasjonen for en slik teknologi er at Quantum Key Distribution (QKD), som bruker Heisenberg usikkerhet for å garantere sikkerheten til kryptografiske nøkler, er begrenset i overføring avstand. Utviklingen av et kvantesprang repeater er en mulig vei å utvide QKD rekkevidde, men en repeater trenger et kvantesprang minne. I våre forsøk bruker vi en gass av rubidium 87 damp som er inneholdt i en varm gass-celle. Dette gjør ordningen særlig enkel. Det er også en meget allsidig ordning som gjør det mulig i minnet avgrensning av den lagrede tilstand, slik som frekvensforskyvning og båndbredde manipulasjon. Til grunn av GEM-protokollen er å absorbere lys i et ensemble av atomer som er blitt fremstilt i et magnetisk felt-gradient. Reversering av denne gradienten fører til rephasing av atom polarisering og dermed tilbakekalling av den lagrede optiske tilstand. We vil skissere hvordan vi forbereder atomene og dette gradient og også beskrive noen av de fallgruvene som må unngås, spesielt fire-bølge miksing, som kan gi opphav til optiske gevinst.
Introduction
En av de utestående utfordringer quantum informasjonsteknologi er evnen til å bygge et minne for kvantetilstander. For fotoniske quantum computing en, eller et kvantesprang repeater brukes i et kvantesprang nøkkeldistribusjon system 2, betyr dette å bygge et minne som kan lagre kvantetilstander av lys tre. En av fremgangsmåtene som er tatt mot dette målet er å bruke ensemble av atomer som kan kontrolleres på en slik måte som for å lagre og deretter styrbart frigjør lys på et eller annet senere tidspunkt. Mange teknikker har blitt utviklet, inkludert elektromagnetisk indusert transparens (EIT) 4, atomfrekvens kammen (AFC) 5, 6, 7, fire-bølgeblanding (FWM) 8, Raman absorpsjon 9, Faraday interaksjon 10 og fotonekkoteknikk, 11, 12 , 13, 14, 13, 15, 16, 17, 18, 19.
Fokuset i denne artikkelen er Λ - Gradient Echo Minne (Λ-GEM), som fungerer ved hjelp av tre-Nivå 'Λ' strukturerte atom medier. Det ble opprinnelig innført i en varm Rb damp celle i 2008 20. Denne ordning har blitt brukt som en random access minne for lyspulser, 21, har demonstrert effektivitet så høy som 87% 22, gir lydløs lagring av kvante-tilstander 23 og viser noen lovende som en plattform for ikke-lineære optiske operasjoner 24. Vi har også nylig publisert en artikkel som går inn i noen detaljer om samspillet av dette minnet med varm atom damp 25.
Det vesentlige ved teknikken er at vi forbereder et ensemble av atomer som er inhomogeneously utvidet, slik at atomene vil absorbere en lyspuls. I vårt eksperiment benytter vi Raman absorpsjon, slik som vist i figur 1a. Sonden lys, som skal lagres, vil kartlegges på koherensen mellom to grunntilstander av atomene. Denne utvidelse er gitt ved å påføre et magnetisk felt gradient langs retningen av optisk spredning, indusere en romlig gradient i Raman absorpsjon frekvenser, slik det er vist i figur 1b. De forskjellige frekvenskomponenter i den lagrede puls er således tilordnet forskjellige romlige steder lineært langs lengden av den atomære ensemble. Med andre ord, er den romlige profilen til den atom spin bølgen som genereres ved absorpsjon av inngangspuls proporsjonal med Fourier-transformasjon av de tidsmessige profil av inngangspulsen. Som vi vil skissere senere, er det denne frekvensen gradient som også gjør noen av de interessante spektrale databehandling i dette minnet. Ved å snu feltet gradient, kan utviklingen av sammenhengen i atom ensemble være tidsreversert. Dette gir mulighet for henting av puls av lys.
Protocol
En. Noen Custom-bygget Elements
Ring resonatorer
I dette forsøk, er to ring resonatorer som splittet og kombinere stråler av forskjellige frekvenser som kreves. Utformingen av hulrommet er vist i fig. 2.- Bygg resonatorer rundt en uthulet sylinder av bulk aluminium. På den ene enden, montere to flate speil med identisk refleksjon. På den motsatte ende montere en maksimal refleksjon buet speil. Speilene trenger ikke å være limt til hulrommet spacer. Med nøye maskinering av avstandsstykket, endestykker er nok til å holde dem på plass.
- Kombiner den buede speil med en O-ring, og piezoelektriske aktuator for å tillate kontroll av hulrommets resonansfrekvens. Sett O-ring mellom speilet og hulrommet avstandsstykke, med det piezo bak speilet. Komprimer disse elementene inn i hulrommet spacer med ende-hetten for å tillate rask aktivering av endespeil. Kombinasjonen av O-ring-komprimeringog høyhastighets piezo vanligvis tillater kontrollbåndbredder i overkant av 10 kHz.
Merk: For dette eksemplet, avstandsstykkene er ca 25 cm lang. Denne lengde er vilkårlig, men det bør velges slik at kontroll-og probe lys ikke er coresonant, noe som betyr at den hyperfine splitting ikke må være et multiplum av den frie spektral-område. På grunn av den ring geometri, vil hulrommet har nondegenerate erte polarisasjonsmoduser av forskjellige finesse. De egendefinerte belagt speil er spesifisert til å gi et hulrom av finesse rundt 1000 for s-polarisert lys, noe som fører til en finesse på rundt 100 for p-polarisert lys. Mens disse eksperimentene er vanligvis gjennomført på lav-finesse-modus, kan oppsettet lett bli byttet til high-finesse modus bør sterkere filtrering av bjelkene være nødvendig.
- Design av minnecellen og den stabile
- Å bygge minne apparat, bruker du en lang celle som inneholder isotopically forbedret 87 Rb along med 0,5 Torr av Kr buffer gass. I oppsettet, er lengden 20 cm. Vinduene i cellen er antireflection belagt. Cellen må varmes opp til rundt 80 ° C ved hjelp av et ikke-magnetisk varmetråd.
- Omslutter cellen i tre konsentriske solenoider. De to indre solenoider lage de magnetiske felt gradienter. Å avvikle disse solenoider, utføre en simulering ved hjelp av Biot-Savart ligningen. Simulere den variable-banen solenoid som vil gi en lineært varierende magnetfelt.
- Ved hjelp av en grafisk program, skrive ut en tomt på denne spiral på et stykke papir. Vikle papiret rundt et PVC-rør for å tilveiebringe en linje for å følge og vikle wiren på røret.
Merk: I dette oppsettet spolene er 50 cm lang, over det dobbelte av lengden av gasscellen, for å unngå kanteffekter. Den diameter er 6 og 10 cm, hvilket er det dobbelte av diameteren til cellen, for å sikre de magnetiske felt er hovedsakelig langsgående. Stigningen solenoider motarbeide hverandre så that veksling mellom dem vil slå tegnet av gradient (se fig. 3). I et typisk eksperiment, er 2-3 En strøm går gjennom disse spoler og spoler kobles i 3-4 usekunder.
- For å optimalisere koplingstiden og stopp svingninger bruke 200 Ω demping motstander i serie med spolene. Plasser disse to solenoider inne tredje normalt viklet spole som anvendes for å gi et DC-magnetiske felt for å løfte degenerasjonen av de Zeeman nivåer. Rubidium har en forskyvning på ca 1,4 MHz / G av magnetfelt 26. En typisk DC-feltet er 6 G, mens gradienter ville være 2 g / m.
- Plasser to lag μ-metallet rundt tre magnetspoler for å redusere påvirkning av jordens magnetfelt på eksperimentet.
2. Oppsett av Optical strålebanen
- Bruk en enkel modus laser innstilt nær rubidium D en linje på 795 nm. Overvåke frekvensenav laseren ved hjelp av en mettet absorpsjonsmåling, som vist i figur 3.. Detune frekvensen med ca 1,5 GHz over F = 2 til F '= 2 overgang. Dette vil være den omtrentlige hyppighet av styrebjelken.
- På beamsplitter BS2, trykker litt lys av hoved laser til å danne kontrollstråle. Skifte sin frekvens ved hjelp av akusto-optisk modulator AOM1. Dette AOM også tillater modulering av styrestråleeffekt. For å drive AOM, passerer utgangen fra en signalkilde via en RF-bryter som kontrolleres av et TTL-signal, og forsterker signalet før det sendes inn i AOM. Fininnstilling styrefrekvensen, for å optimalisere den Raman absorpsjon for eksempel ved å endre frekvensen på denne AOM. RF drivfrekvensen av de AOMs i oppsettet er 80 MHz, men dette er vilkårlig.
- Detune sondestråle, som vil bli lagret i hukommelsen kvante, ved 6,8 GHz fra kontrollstråle, denne frekvens som er den hyperfine grunntilstanden splitting av87 Rb. For å fremstille denne frekvens, passerer laser gjennom en fiber-koblet elektro-optisk modulator som er drevet av en 6,8 GHz mikrobølgeovn kilde. Dette genererer en rekke sidebåndene ved harmoniske av 6,8 GHz, over og under bærefrekvensen.
- For å oppnå en probe bjelke med en ren frekvens, separere 6. 8 GHz lys fra alle de øvrige uønskede moduleringssidebånd. For å gjøre dette, bruker du en av ring hulrom. Lås Cavity en på resonans med seks. 8 GHz sidebåndet. Denne frekvensen vil så bli overført gjennom resonatoren, mens alle andre frekvenser reflekteres, og dermed fremstille en ren frekvens som vil løse F = 1 grunntilstanden av rubidium atomer. Hulrommet kan være låst ved hjelp av firkant-Drever-Hall teknikk 27], ved bruk av lys som reflekteres fra inngangen speil.
- Trykk av en del av laserstrålen mot BS3 og sende den gjennom AOM2 for å tillate god kontroll av frekvensen og intensiteten av sonden trålen. Deter et par metoder tilgjengelig for å drive AOM. For eksempel bruke en programmerbar signal generator satt til å generere Gaussian pulser modulert på 80 MHz. Alternativt kan kombinere en sammenhengende 80 MHz-signal med en puls på en RF-blander for å gi en puls-modulert ved 80 MHz. Uansett dette er modulert Gaussisk deretter forsterkes og sendes inn i AOM å gi en lyspuls inn i en diffraktert rekkefølgen av AOM.
Merk: Denne diffracted ordre vil gi fint kontrollerte pulser av lys som kan lagres i minnet. Amplituden av pulsene kan være innstilt ved hjelp av en kombinasjon av AOM driveffekten og varierende spalteforholdet BS1. Dette tillater pålitelig produksjon av et vidt spekter av puls amplituder, og i særdeleshet, tillater fremstilling av meget svake pulser med gjennomsnittlige foton tall som er mindre enn 1 23. - Det neste trinn er å rekombinere sonde og styrebjelker. Dette kan gjøres med en enkel beamsplitter, men det ville bety å miste noen del av lyset.Hvis polariseringen av sonden og kontroll var ortogonale deretter tapsfri rekombinasjon kan oppnås ved hjelp av en polariserende strålesplitter, men lagringen kan eneste virkelig optimaliseres via uavhengig styring av sonden og kontroll polarisasjoner.
- For å oppnå dette, må du bruke et sekund, høy effektivitet, impedansetilpasset, ring hulrom. Sett opp et hulrom, slik at sonden strålen blir overført gjennom, mens kontrollfeltet reflekteres av utgangsspeilet. Overføring av sonden gjennom denne andre resonator tilveiebringer også et andre lag av frekvensfiltrering, noe som bidrar til å unngå problemer med fire-bølgeblanding.
- Lås dette hulrom til frekvensen av sondestråle ved hjelp av en hjelpelåsebjelken (stiplet linje) som er sprøytet inn i den reverse modus av hulrommet. Tune denne stråle til en annen frekvens, polarisasjon og romlig modus fra sonden strålen slik at det kan bli detektert på refleksjon uten skadelig virkning på sonden trålen. Bakgrunnen for dette arbeidet er at deter det utrolig vanskelig å bruke lav effekt, pulset probe stråle for å låse hulrom. Styre-og probe-bjelkene er kollimert før minnecellen til 7 mm og 3 mm størrelser, henholdsvis.
- Den felteffektkontroll før minnecellen er ~ 270 mW og sonden strømmen kan bli valgt fra null til noen få mikrowatt, avhengig av eksperimentet løp. Ved hjelp av en kvartbølge-plate, justere polarisasjonen av de kombinerte probe og styrestråler å være (ca.) sirkulære og av samme helicity. Injiser dem inn i minnecellen gassapparat.
- Kontrollere timingen av alle elementene i forsøket med et LabVIEW-programmet 28. En typisk arbeidssyklus ville være 120 usekunder. Slå av varmeapparatet under minnelagringstiden for å unngå interferens med minnet drift. En typisk tidssekvens er vist i figur 4.. Når det er mulig, slår styre strålen av mens lampen er lagret i minnet. I en varm gass celle, selv om the Raman overgang detuned fra den eksiterte tilstand utenfor doppler bredde, kan kontrollfeltet fremdeles være en betydelig kilde til decoherence i minnet på grunn av den ikke-null sannsynlighet for spontan Raman spredning. Den Raman spredning er direkte proporsjonal med felteffektstyring, og omvendt til detuning kvadrat. Hvis kontrollen feltet blir holdt på under hele lagringstiden, kan det samhandle med de to nederste statene og ødelegge sammenheng med eksponentiell rate definert av spredning. Dette er nærmere forklart i diskusjonen delen.
- Etter lagring og tilbakekalling, passerer sonden gjennom en filtreringscelle for å strippe kontrollfeltet fra bjelken. Det er mulig å anvende en celle med en naturlig blanding av Rb. Den 85 Rb dominerer og absorberer sterkt på frekvens kontroll stråle, som gir 60 dB av undertrykkelse. Sonden strålen dempes mye mindre, typisk 1,4 dB. Bruk en celle 75 mm lang, ble oppvarmet til 140 ° C.En celle med isotopisk forbedret 85 Rb ville føre til mindre probe absorpsjon.
- Det siste trinnet er deteksjon av sonde pulser, ved hjelp av en homodyne eller heterodyne deteksjon. Fordelen med denne påvisningsmetode er at den er selektiv modus slik at noen gjenværende kontroll-lampen ikke vil påvirke målingene. Ekkoet har en (nær) sirkulær polarisering som er gjort lineær ved hjelp av en half-wave/quarter-wave plate kombinasjon.
- For å frembringe den lokale oscillator, tappe av en del av strålen ved BS4 og skifte sin frekvens ved hjelp AOM4. Oppbevar signalet fra homodyne eller heterodyne oppsett ved hjelp av en rask oscilloskop, utløst til LabVIEW kontrollprogram.
Representative Results
En. Bruke Raman Absorpsjon som et diagnoseverktøy
Det første resultat for å oppnå er en Raman linje absorpsjon av lyset probe trålen. Optimalisering av denne absorpsjon funksjonen går langt i retning av å oppnå den beste minneytelse. Med de magnetiske gradient spoler koblet ut, kan styrefrekvensen skannes i nærvær av en svak kontinuerlig sonde bølge. Absorpsjonen av sonden trålen er direkte relatert til den optiske tettheten for den atom cellen. Basert på dette, kan temperaturen av cellen, strøm av styrebjelken og enkelt foton detuning optimaliseres gjennom en iterativ prosess for å gi en best mulig Raman absorpsjon. For mye kontroll-stråleeffekt vil øke absorpsjon, men også for å utvide bredden av linjen. Ved optimalisert, er bredden av størrelsesorden 100 kHz i systemet.
Innkopling av en av gradient spoler, vil den utvide Raman linje. Bredden av det utvidede absorpsjon avskrekkegruver båndbredden til minne. Et kompromiss må så gjøres mellom optisk tetthet, som påvirker minne effektivitet, og minnebåndbredde. Sonden transmisjon er vist for et av de utvidede Raman linjer i figur 5, hvor minnebåndbredde er innstilt på omtrent 1 MHz.
Innkobling av begge magnetiske gradient spoler på samme tid, bør nonbroadened absorpsjon linje bredde gjenvinnes. Enhver uoverensstemmelse i den aktuelle størrelsesorden eller romlig inhomogenitet av de magnetiske felt vil reflektere direkte på en utvidelse og forvrengning av Raman absorpsjon.
2. Puls Lagring
Den enkleste konfigurasjonen for minnet er enkelt puls lagring og gjenfinning. Det ville være, for eksempel, lagring av pulser av varighet 2 usekunder og bytter den magnetiske gradient spoler 3 usekunder etter impulstoppen, som vist i figur 6. Dersom den optiske densitet er lav, noe lys leakage vil bli observert, avhengig av den optiske tetthet (OD) av mediet. Nøye tuning minne parametre er avgjørende for å oppnå høy effektivitet lagring. Dette omfatter optimalisering av minnecellen temperatur, forsiktig justering mellom sonden og kontrollfeltet, innstiller intensiteten av kontrollstråle for å finne det beste kompromiss mellom absorpsjon og spredning, som sikrer riktig polarisering av bjelkene og innstiller frekvensene sonden og kontroll bjelker. Denne optimaliseringsmetode er nærmere forklart i diskusjonen delen. Effektivitet for en lagringstid på 4 usekunder 22 overstiger 80% kan forventes når alle disse parametrene blir innstilt godt. Effektiviteten av lagring er definert som forholdet mellom energien i den tilbakekalte ekko og energien til en identisk puls som ikke har blitt lagret i minnet. Dette faktorer effektivt ut effekten av lineære tap, for eksempel på grunn av Fresnel refleksjoner på overflaten eller absorption i filtreringscellen. Ved bruk av et heterodyne deteksjon, blir energien av de pulser som måles ved å kvadrere heterodyne signal, og måling av de områdene av puls er konvolutter.
Den frekvens og båndbredde for de hentede puls er avhengig av den aktuelle injisert i gradient spoler. Enkel manipulering av disse strømmene gjør for finjustering av den hentes puls. Mer komplekse spektrale manipuleringer (slik som de som er beskrevet i 29) kan gjøres ved hjelp av en mer avansert spole oppsett hvor gradienten langs minnet kan være innstilt som en funksjon av posisjon og tid uavhengig av hverandre.
Figur 1. a) Nivået ordningen innenfor 87 Rb D en linje som brukes i minnet. Sonden lyset Raman absorbert for å opprette en sammenheng bet lom F = 1 og F = 2 bakke-stater. b) magnetisk felt-gradient gir romlig avhengig detuning av den banetilstander langs lengden av cellen. Reversering av gradient og dreie på kontrollstråle på gir tilbakekalling av den lagrede probe lys. (Hentet fra [34]). Klikk her for å se større bilde .
Figur 2. Skjematisk av en optisk modus renere. Se Metoder seksjonen for en beskrivelse. Klikk her for å se større bilde .
ig3.jpg "width =" 500px "/>
Figur 3. Skjematisk fremstilling av det eksperimentelle oppsettet FDV = akustooptiske Modulator;. EOM = Elektro-optisk modulator, BS = beamsplitter; λ / 4 = Quarter-bølgen plate. Klikk her for å se større bilde .
Figur 4. En typisk tidssekvens for minnet. (Tatt fra 35). Klikk her for å se større bilde .
Figur 5. Typisk heterodyned utvidet Raman linje når en av the magnetiske gradient spoler er slått på. Dataene (tynn heltrukken linje) er tatt med heterodyne måling. Denne svingning er på grunn av takten mellom sonden lett og lokal oscillator lys. Den stiplede kurven viser omhylling av disse dataene som er den formen av det utvidede Raman linje. (Modifisert fra 25). Klikk her for å se større bilde .
Figur 6. Typisk gjennomsnittlig effektivitet GEM ekko for kort lagringstid. Den magnetiske gradient spoler er slått på t = 10 usekunder (stiplet linje). Red: inngang puls intensitet profil. Blå: intensitet utgangen fra lageret, viser lekket lys (som er tydelig under det røde inngangspuls) og fremkalles ekko, som vises til høyre for than stiplet linje. Klikk her for å se større bilde .
Figur 7. Fire-bølge blander effekt, ved skanning av Raman linje, for ulike kontrollfelt krefter og celletemperaturer. Av denne figuren bare de polarisasjonene av kontrollfeltet og probe-bjelker ble valgt slik at de best mulig virkning. Pc er kontroll stråleeffekt. (Modifisert fra 25). Klikk her for å se større bilde .
Discussion
En nødvendig forutsetning for høy minne effektivitet er en høy OD [30]. OD av Λ-GEM er proporsjonal med Raman faktor Ω_c 2 / Δ 2, der Ω_c er koblingsfeltet Rabi frekvens og Δ er Raman detuning fra den eksiterte tilstand. Den spontane Raman spredning rate er også proporsjonal med Raman faktor, og det er derfor en avveining mellom å oppnå høy absorpsjon og lav spredning tap. For å finne de optimale innstillingene for kontrollfeltet makt, detuning og gasstemperaturen vi bruker en iterativ prosess. Spredningen tapene kan reduseres til en viss grad ved å slå av kontroll strålen under lagring, etter at pulsen er fullt absorbert. Optisk dybde er også påvirket av den interne tilstanden til atomene. Ideelt sett ønsker vi å ha så mange atomer som mulig i F = en hyperfine nivå for å øke opptaket av sonden. Styre strålen spiller også en rolle her som det virker til å pumpe atomer fra F = 2 tilF = 1 nivåer. Dette er ikke meget effektivt, på grunn av detuning, men styrebjelke er kraftig og kan stå på i lengre tid mellom pulslagringsforsøk. Bredden på Raman linje i vårt eksperiment er rundt 100 kHz, som er stort sett et resultat av strøm utvidelse forårsaket av kontrollfeltet. Dette svarer nesten til den hastigheten som atomene er pumpet fra F = 2 til F = 1 hyperfine tilstand. Imidlertid vil det være en viss populasjon igjen på mf = 2 (eller -2, avhengig av fortegnet av den sirkulære polarisering) av hyperfine nivå F = 2 på grunn av mangel på tillatte optiske overganger.
OD vil også avhenge sterkt av temperaturen av cellen, som bestemmer antallet atomer i gassfase. Vi benytter en temperatur på rundt 78 ° C, målt i sentrum av cellen. Vi la merke til at i vår cellen, øker temperaturen ut over 85 ° C kan resultere i noen absorpsjon av kontrollfeltet samt noen usammenhengende absorpsjon av the probe signal. Ovnen slås av i løpet av forsøkskjøring for å unngå å forstyrre det magnetiske felt inne i cellen.
Polarisasjonene av både probe og kontrollfelt også spille en avgjørende rolle i absorpsjonseffektiviteten av minnet. D1 overgang linje av 87Rb har to hyperfine eksiterte tilstander med totalt 8 Zeeman undernivåer. I prinsippet sikrer valget av identiske sirkulære polarisasjoner for både sonden og styre-felt at de bare ha kontakt med den eksiterte tilstand nivå mf = 2 (eller -2), F '= 2. Den lineære eller elliptiske polarisasjonene av laserfelt gi opphav til Raman kopling via andre Zeeman undernivåer av F '= 1, 2. Dette vil resultere i utvidelse og asymmetri i Raman linjeformen, på grunn av de forskjellige koblings konstanter og ac Stark skift av de forskjellige overganger. Dessverre, kan identisk sirkulære polarisert probe og kontrollfelt forberedt før minnet oppleve forskjellig polarisering selv rotations som de forplanter seg gjennom minnet. Denne effekten er mer uttalt i høye OD media, som vi har i vårt eksperiment. Dette betyr at finjustering av sonde-og kontrollstråle polarisering er nødvendig for å motvirke virkningen av selvrotasjon.
For ytterligere å komplisere saken, kan en degenerert fire-bølge miksing (FWM) prosessen noen ganger bli sett når du arbeider med store OD 25. Dette kan føre til forsterkning og følgelig innføre støy i utgangstilstanden minnet. Spesielt når det lineære polarisering brukes for både kontroll-og probe-bjelker, i FWM effekten kan bli betydelig forbedret på grunn av den Raman magnetisering gjennom flere eksiterte tilstander. De forholdene som FWM prosessen er enten forsterkes eller dempes i systemet vårt er oppsummert i Ref 25. Virkningen av FWM kan reduseres ved, igjen, finjustere polarisering av sonden og kontroll bjelker. På denne måte kan FWM prosesser reduseres til det punkt at de gjørikke legge til støy i det tilbakekalte lys 23. Med hensyn til FWM, er det verdt å merke seg at både hulrommene spiller en viktig rolle i å undertrykke -6,8 GHz sidebånd generert av den fiber-EOM som ellers ville seede i FWM prosessen.
Både egenrotasjon og FWM påvirker formen på det utvidede Raman linje. Etter finjustering, kan man oppnå en helt symmetrisk, tilnærmet rektangulær formet absorpsjon funksjon, som vist i figur 5.. Dette står i kontrast til den situasjon som er vist på figur 7, hvor polarisasjoner ble valgt for å demonstrere virkningen av FWM. Her Raman funksjonen er svært asymmetrisk.
Som nevnt tidligere, er en naturlig overflod Rb celle som brukes til å filtrere kontrollstråle og passerer sonden strålen til deteksjons delen. På grunn av den høye temperaturen i denne celle, oppdaget vi at luftstrømmer rundt cellevinduer forårsake variasjon i frynse synligheten av den heterodyne deteksjon, reskriver seg i svingninger av signalet. Denne effekten har blitt minimalisert ved å implementere den heterodyne deteksjon umiddelbart etter filtrering cellen og reduserer luftstrømmer rundt cellevinduer ved hjelp av egnet ovn utforming. Vi observerte en sonde tap på ca 30% gjennom filtreringscellen, på grunn av Fresnel-refleksjoner fra vinduene og til absorpsjon av 87 Rb atomer i filtreringscellen. Dette tapet kan potensielt bli redusert ved å bruke antireflection belegg på cellevinduer og ved hjelp av ren 85 Rb stedet for en naturlig blanding av Rb.
I en varm damp celle, er diffusjon av en av de største begrensninger i lagringstiden. Etter å absorbere lys, kan atomer diffundere ut av den sammenhengende område, og dermed delvis sletting av den lagrede informasjon. Legge et buffergass (0,5 Torr Kr, i vårt eksperiment) reduserer effekten av diffusjon i en viss grad. For mye buffer gass, men dette vil øke collisional utvidelse 31.. Dette øker desemberoherence og kontrollfeltet absorpsjon, noe som reduserer effektiviteten av pumpe nevnt ovenfor. En annen måte å redusere virkningen av tverrgående diffusjon er å øke volumet av samspillet ved å forstørre de tverrgående profiler av sonde-og kontrollfelt. Denne tilnærmingen vil etter hvert bli begrenset av uelastisk kollisjoner med celleveggene. I dette tilfellet kan celleveggene være belagt med antirelaxation materialer 32, 33, for å gi elastiske kollisjoner på veggene, og dermed forbedre den atomære koherenstiden. Ved å minimere den uelastisk veggen kollisjon ved hjelp av riktig vegg belegg og øke størrelsen laserstrålen til nesten dekke cellen tverrsnitt, vil man forvente minimale effekter fra den tverrgående diffusjon på lagringstiden. Langsgående diffusjon kan da bli den dominerende decoherence effekt ved lange lagringstider. Langsgående spredning fører til at atomene til å oppleve ulike magnetiske feltstyrker i løpet av lagringstiden som kan resultere i redusert rephasing effektivitet. En måte til å styre lengde diffusjon vil være å benytte en kald atom ensemble, som atomer som har blitt avkjølt i et magneto-optisk Trap (MOT). Dette krever imidlertid et helt nytt lag av forsøks kompleksitet som er involvert i å kontrollere kald atom sky. Dette er et system vi vurderer for øyeblikket i vårt laboratorium 36.
Disclosures
Forfatterne hevder at de ikke har noen konkurrerende finansielle interesser.
Acknowledgments
Forskningen er støttet av den australske Forskningsrådet Centre of Excellence for Quantum Computation og kommunikasjonsteknologi, prosjektnummer 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).
