Summary
Gradienten eko minne är ett protokoll för förvaring av optiska kvanttillstånden av ljus i atom ensembler. Quantum minne är en viktig del av en kvant repeater, som kan utöka utbudet av kvantnyckelfördelning. Vi beskriva driften av systemet när de genomförs i ett atom ensemble 3-nivå.
Abstract
Gradient echo minne (GEM) är ett protokoll för förvaring av optiska kvanttillstånden av ljus i atom ensembler. Den primära motivationen för en sådan teknik är att kvantnyckelfördelning (QKD), som använder Heisenbergs osäkerhets att garantera säkerheten för kryptografiska nycklar, är begränsad i överföringsavstånd. Utvecklingen av en kvant repeater är en möjlig väg att förlänga QKD område, men en repeater kommer att behöva ett stort minne. I våra experiment använder vi en gas av rubidium-87 ånga som är innesluten i en varm gas cell. Detta gör systemet särskilt enkelt. Det är också ett mycket mångsidigt system som möjliggör in-memory förfining av det lagrade tillståndet, till exempel frekvens förskjutning och bandbredd manipulation. Basen av GEM-protokollet är att absorbera ljus i en ensemble av atomer som har upprättats i en magnetfältsgradienten. Återföring av denna gradient leder till omfasning av atom polarisering och därmed återkalla det lagrade optiska staten. We kommer att beskriva hur vi förbereder atomerna och denna lutning samt beskriva några av de fallgropar som måste undvikas, särskilt fyrvågsblandning, vilket kan ge upphov till optisk förstärkning.
Introduction
En av de kvarstående utmaningarna kvantinformationstekniken är möjligheten att bygga ett minne för kvanttillstånd. För fotoniska kvantberäkning 1, eller ett kvant repeater som används i en kvantnyckelfördelning systemet 2, innebär det att bygga ett minne som kan lagra kvanttillstånden av ljus 3. En av de metoder som används mot detta mål är att använda ensembler av atomer som kan styras på ett sådant sätt att lagra och sedan kontrollerbart frigöra ljus vid något senare tillfälle. Många tekniker har utvecklats bland annat elektromagnetiskt inducerad transparens (EIT) 4, atomfrekvens kammen (AFC) 5, 6, 7, fyrvågsblandning (FWM) 8, Raman absorption 9, Faraday interaktion 10 och foton eko tekniker 11, 12 , 13, 14, 13, 15, 16, 17, 18, 19.
Fokus för denna uppsats är Λ - Gradient Echo Minne (Λ-GEM), som fungerar med hjälp av tre-Nivå "Λ" strukturerade atom medier. Det var från början genomförs i en varm Rb ånga cell 2008 20. Detta system har använts som ett RAM-minne för ljuspulser, 21, har visat effektivitet så hög som 87% 22, ger ljudlös lagring av kvanttillstånd 23 och visar några löfte som en plattform för icke-linjära optiska verksamhet 24. Vi har också nyligen publicerat en artikel som går in i detalj om samverkan av detta minne med varma atomär ånga 25.
Kärnan i tekniken är att vi förbereder en ensemble av atomer som inhomogent breddas så att atomerna kommer att absorbera en puls av ljus. I vårt experiment använder vi Raman absorption, som visas i figur 1a. Sonden ljus, som skall lagras, kommer att mappas på samstämmigheten mellan två grundtillstånd av atomerna. Breddningen åstadkommes genom applicering av ett magnetfält gradient längs riktningen för optisk propagering, inducerar en spatial gradient i Raman absorptions-frekvenser, såsom visas i fig 1b. De olika frekvenskomponenterna i den lagrade puls sålunda mappas till olika geografiska platser linjärt längs längden av den atomära ensemble. Med andra ord är den rumsliga profil för atom spin våg som alstras genom absorptionen av ingångspulsen proportionell Fouriertransformen av den temporala profilen av ingångspulsen. Som vi kommer att beskriva senare, är det denna frekvens lutning som också gör en del av de intressanta spektrala processkapacitet av detta minne. Genom att vända fältet lutning, kan utvecklingen av samstämmigheten i atom ensemblen vara tids omvända. Detta gör det möjligt för återhämtning av det ljuspuls.
Protocol
1. Vissa Custom-byggda element
Ringresonatorer
I detta experiment är två ringresonatorer som klyver och kombinerar strålar av olika frekvenser som krävs. Utformningen av håligheten visas i fig.. 2.- Bygg resonatorerna runt en ihålig cylinder av bulk aluminium. I ena änden, montera två plana speglar med samma reflektionsförmåga. På den motsatta änden montera en maximal reflektivitet böjd spegel. Speglarna behöver inte limmas till håligheten spacer. Med noggrann maskinbearbetning av distansorganet, gavellocken är tillräckligt för att hålla dem på plats.
- Kombinera den krökta spegel med en O-ring och piezoelektriskt manövreringsorgan för att möjliggöra kontroll av hålrummets resonansfrekvens. Sätt O-ringen mellan spegeln och håligheten spacer, med piezo bakom spegeln. Komprimera dessa element på det håligheten spacer med ändtätning för att möjliggöra snabb aktivering av utgången spegel. Kombinationen av O-ringen kompressionoch höghastighets piezo tillåter vanligtvis för kontrollbandbredder på över 10 kHz.
Anmärkning: I detta exempel, distansorganen är ca 25 cm lång. Denna längd är godtycklig, även om det bör väljas så att kontroll-och sond ljus inte coresonant, vilket innebär att den hyperfina uppdelningen inte måste vara en multipel av fri-spektral-sortiment. På grund av den ringgeometri, kommer kaviteten har nondegenerate polarisationsmoder av olika finess. De anpassade belagda speglarna är specificerade för att åstadkomma en kavitet i finess runt 1000 för S-polariserat ljus, vilket leder till en finess på cirka 100 för p-polariserat ljus. Även om dessa experiment oftast som låg finess läge, skulle lätt kunna kopplas inställningen till hög finess läge bör starkare filtrering av balkarna krävas.
- Design av minnescellen och dess hus
- Att bygga minnesapparaten, använd en lång cell som innehåller isotop förbättrad 87 Rb along med 0,5 torr för Kr buffert gas. I installationen, är längden 20 cm. Fönstren i cellen är antireflex belagda. Denna cell måste värmas till ca 80 ° C med hjälp av ett icke-magnetiskt värmetråd.
- Innesluta den cell i tre koncentriska solenoider. De två inre magnetventiler skapar magnetfältsgradienter. För att linda dessa magnetventiler, utföra en simulering med hjälp av Biot-Savart ekvationen. Simulera med variabel stigning magnetventil som ger en linjärt varierande magnetfält.
- Med hjälp av en grafritande program, skriva ut en tomt på denna spiral på en bit papper. Linda papperet runt en PVC-rör för att ge en linje att följa och linda tråden på röret.
Anmärkning: I den här konfigurationen är spolarna 50 cm lång, mer än två gånger längden av den gas-cell, för att undvika kanteffekter. Diametern är 6 och 10 cm, vilket är dubbla diametern av cellen, för att säkerställa de magnetiska fälten är oftast längd. De gradient solenoider motsatta varandra så that växling mellan dem växlar tecknet för lutningen (se bild. 3). I ett typiskt experiment, är 2-3 A i ström går genom dessa spolar och spolarna kopplas in 3-4 ps.
- För att optimera den kopplingstid och stoppa svängningar använder 200 Ω dämpningsmotstånd i serie med spolarna. Placera dessa två solenoider inuti den tredje normalt lindad spole som används för att tillhandahålla en DC-magnetfält för att lyfta degenereringen av Zeeman nivåer. Rubidium har en förskjutning på ca 1,4 MHz / G i magnetfält 26. En typisk DC-fältet är 6 G, medan gradienterna skulle vara 2 g / m ^.
- Placera två skikt av μ-metallhöljet runt tre magnetspolar för att minska påverkan av jordens magnetfält på experimentet.
2. Layout av optiska strålbana
- Använd en single-mode laser trimmad nära rubidium D 1 linje vid 795 nm. Övervaka frekvensav lasern med hjälp av en mättad absorptionsmätning, såsom visas i fig 3. Detune frekvensen med ca 1,5 GHz över F = 2 till F '= 2 övergång. Detta kommer att vara den ungefärliga frekvensen av styrbalken.
- Vid stråldelaren BS2 trycker lite ljus utanför huvud laser för att bilda styrbalk. Shift sin frekvens genom att använda den akusto-optiska modulatorn AOM1. Denna AOM tillåter också modulering av styrbalk makten. För att driva AOM, passerar utsignalen från en signalkälla genom en RF-omkopplare, som styrs av en TTL-signal, och sedan förstärker signalen innan den skickas in i AOM. Fininställning styrfrekvensen, för att optimera Raman absorptionen till exempel genom att ändra drivfrekvensen av denna AOM. RF-drivfrekvensen av de AOMs i inställnings är 80 MHz, men detta är godtyckligt.
- DETUNE sondstrålen, som kommer att lagras i den kvantmekaniska minne, genom att 6,8 GHz från kontrollstråle, denna frekvens som är den hyperfina grundtillståndet uppdelning av87 Rb. För att förbereda denna frekvens, passerar lasern via en fiberkopplade elektrooptisk modulator som drivs av en 6,8 GHz micro källa. Detta genererar en uppsättning av sidbanden vid övertoner av 6,8 GHz, över och under bärfrekvensen.
- För att få en sond balk med en ren frekvens, separera sex. 8 GHz ljus från alla andra oönskade module sidband. För att göra detta, använd en av ring håligheter. Lås Cavity 1 på resonans med +6. 8 GHz sidband. Denna frekvens kommer då att överföras genom resonatorn, medan alla andra frekvenser reflekteras sålunda framställa en ren frekvens som kommer att ta upp F = en grundtillståndet hos rubidiumatomer. Hålrummet kan låsas med Pound-Drever-Hall-tekniken 27], med hjälp av ljus som reflekteras från inmatnings spegeln.
- Knacka bort en del av laserstrålen mot BS3 och skicka det via AOM2 att tillåta finjustering av frekvensen och intensiteten av sonden balken. Detfinns ett par metoder som finns för att driva AOM. Till exempel, använd en programmerbar signalgenerator inställd på att generera Gaussian pulser moduleras vid 80 MHz. Alternativt kombineras en kontinuerlig 80 MHz-signal med en puls vid en RF-mixer för att ge en pulsmoduleras vid 80 MHz. Hursomhelst, finns denna Gauss sedan förstärks och skickas till AOM för att ge en puls av ljus i en diffrakterat ordning av AOM.
OBS: Denna avböjda order kommer att ge fint styrda ljuspulser som kan lagras i minnet. Amplituden hos pulserna kan anpassas med hjälp av en kombination av AOM-driveffekt och genom att variera delningsförhållande av BS1. Detta möjliggör tillförlitlig produktion av ett brett spektrum av pulsamplituder, och i synnerhet, medger framställning av mycket svaga pulser med genomsnittliga foton tal mindre än 1 23. - Nästa steg är att kombinera sonden och kontrollbalkar. Detta kan göras med en enkel stråldelare, men det skulle innebära att förlora någon del av ljuset.Om polariseringen av proben och kontroll var ortogonal sedan förlustfri rekombination skulle kunna åstadkommas genom att använda en polariserande stråldelare, men lagringen kan endast verkligt optimeras genom oberoende styrning av sonden och kontroll polarisationer.
- För att uppnå detta, använd en sekund, högeffektiv, impedans-matchas, ring hålighet. Sätt upp en hålighet så att sondstrålen sänds genom, medan styrfältet reflekteras från utgångsspegeln. Överföring av sonden genom denna andra resonator ger också ett andra skikt av frekvensfilter, vilket hjälper till att undvika problem med fyrvågsblandning.
- Lås denna kavitet till frekvensen av sondstrålen med hjälp av en hjälp låsarmen (streckad linje) som injiceras i det omvända läget av kaviteten. Tune denna stråle till en annan frekvens, polarisation och spatialt läge från sondstrålen så att den kan detekteras på reflektion utan att negativt påverka sondstrålen. Anledningen till detta försök är att detär djävulskt svårt att använda låg effekt, pulsad sondstråle för att låsa kaviteten. Styr-och sondstrålarna kollimeras innan minnescellen till 7 mm och 3 mm storlekar, respektive.
- Den fälteffektstyrning innan minnescellen är ~ 270 mW och sond ström kan väljas från noll till några mikrowatt, beroende på experimentet sikt. Med hjälp av en kvartsvågsplatta justerar polarisering av de kombinerade sond och kontrollbalkar vara (ungefär) cirkulär och av samma helicitet. Spruta in dem i minnet gascell apparat.
- Kontrollera tidpunkten för alla delar av försöket med hjälp av ett LabVIEW-program 28. En typisk arbetscykel skulle vara 120 ps. Stäng av värmaren under den tid minneslagring för att undvika störningar med minnes operationen. En typisk tidssekvens visas i figur 4. När det är möjligt, stänga av styrbalk av när ljuset är lagrad i minnet. I en varm gas-cell, även om the Raman övergång detuned från det exciterade tillståndet bortom dopplerbredden kan styrfältet fortfarande vara en betydande källa till decoherence i minnet på grund av den icke-noll sannolikhet för den spontana Raman-spridning. Den Raman-spridning är direkt proportionell mot fälteffektreglering och omvänt i förhållande till detuning kvadrat. Om styr fält är på under hela lagringstiden, kan den interagera med de två lägre tillstånd och förstöra en överensstämmelse med den exponentiellt definieras av spridning. Detta förklaras närmare i diskussionsavsnittet.
- Efter lagring och återkallande, passerar sonden genom en filtreringscell för att riva av kontrollfältet från strålen. Det är möjligt att använda en cell med en naturlig blandning av Rb. Den 85 Rb dominerar och absorberar starkt vid styrbalk frekvens, vilket ger 60 dB dämpning. Sonden strålen dämpas betydligt mindre, typiskt 1,4 dB. Använd en cell 75 mm långt, upphettades till 140 ° C.En cell med isotopiskt förbättrad 85 Rb skulle leda till mindre sond absorption.
- Det sista steget är att upptäcka sondpulserna, med hjälp av en homodyn eller heterodyn detektering. Fördelen med denna detekteringsmetod är att det är läge selektiv så några rest kontrollampa inte kommer att påverka mätningarna. Ekot har en (nära) cirkulär polarisering som görs linjärt med hjälp av en half-wave/quarter-wave plattkombination.
- För att producera den lokala oscillatorn, knacka bort en del av strålen vid BS4 och flytta sin frekvens med AOM4. Lagra signalen från homodyn eller heterodyn inställning med ett snabbt oscilloskop, triggas till LabVIEW kontrollprogrammet.
Representative Results
1. Med hjälp av Raman Absorption som ett diagnostiskt verktyg
Det första resultatet för att få en Raman linje absorption av sondstråle ljus. Optimering av denna absorption funktionen går långt mot att uppnå den bästa minnesprestanda. Med de magnetiska gradientspolarna avstängd, kan kontrollfrekvensen ska skannas i närvaro av en svag kontinuerlig sondvågen. Absorptionen av sondstrålen är direkt relaterad till den optiska densiteten för den atomära cellen. Utifrån detta kan temperaturen i cellen, makt styrbalk och enda foton detuning optimeras genom en iterativ process för att ge bästa möjliga Raman absorption. För mycket kontroll-strålens effekt kommer att öka absorptionen, men också utöka bredden av linjen. När optimerad, är bredden i storleksordningen 100 kHz i vårt system.
Slå på en av gradientspolarna breddar Raman-linje. Bredden på den breddade absorption avskräckagruvor bandbredden för minnet. En kompromiss måste då göras mellan optisk densitet, som påverkar minne effektivitet, och minnesbandbredd. Sonden överföringen framgår för en av våra vidgade Raman-linjer i fig 5, där minnesbandbredd inställd på ungefär 1 MHz.
Slå på både magnetiska gradientspolarna samtidigt bör nonbroadened absorption linjebredden återvinnas. Varje obalans i den aktuella storleken eller rumslig homogen magnetfält reflekterar direkt på en breddning och förvrängning av Raman absorption.
2. Pulslagrings
Den enklaste konfigurationen för minnet är enda puls lagring och hämtning. Det skulle vara, till exempel, lagring av pulser med varaktigheten 2 ^ sek och omkopplings de magnetiska gradientspolarna 3 ^ sek efter det att pulsen topp, såsom visas i fig. 6. Om den optiska densiteten är låg, några lätta leakaGE kommer att observeras, beroende på den optiska densiteten (OD) av mediet. Noggrant tuning minnesparametrarna är avgörande för att uppnå lagring med hög verkningsgrad. Detta inkluderar optimering av minnescellen temperatur, noggrann inriktning mellan sonden och styrfält, tuning intensiteten hos styrstråle för att hitta den bästa kompromissen mellan absorption och spridning, vilket garanterar en korrekt polarisering av balkarna och tuning frekvenserna av sonden och kontroll balkar. Denna optimering metod förklaras ytterligare i diskussionsavsnittet. Effektivitetsvinster för en lagringstid på 4 ^ sek 22 överstiger 80% kan förväntas när alla dessa parametrar är inställda väl. Verkningsgraden hos lagrings definieras som kvoten mellan energin i det återkallade eko och energin av en identisk puls som inte har lagrats i minnet. Detta faktorer effektivt ut effekten av linjära förluster, till exempel på grund av Fresnel-reflektioner på ytorna eller absorptjon i filtreringscellen. Vid användning av en heterodyn detektering energin hos pulserna mättes genom att kvadrera heterodyn signal och mäta de områden av puls höljen.
Frekvensen och bandbredden hos den hämtade puls beror på den ström som matas in i gradientspolarna. Enkel manipulering av dessa strömmar medger finjustering av den mottagna pulsen. Mer komplexa spektrala manipulationer (t.ex. de som beskrivs i 29) kan göras med en mer avancerad spole setup där gradienten längs minnet kan anpassas som en funktion av position och tid självständigt.
Figur 1. a) Systemet nivå inom 87 Rb D 1 linje som används i minnet. Sonden ljuset Raman absorberas för att skapa en samstämmighet satsning lan F = 1 och f = 2 markstater. b) magnetfältsgradienten ger spatialt beroende avstämningen av de malda stater längs längden av cellen. Att vända lutning och vrida styrbalk på ger återkallelse av den lagrade sond ljus. (Anpassad från [34]). Klicka här för att visa en större bild .
Figur 2. Schematisk bild av ett optiskt läge renare. Se Metoder avsnitt för en beskrivning. Klicka här för att visa en större bild .
ig3.jpg "width =" 500px "/>
Figur 3. Schematisk bild av den experimentella inställning AOM = Akusto-optisk modulator;. EOM = Elektro-optisk modulator, BS = stråldelare, λ / 4 = kvartsvågsplatta. Klicka här för att visa en större bild .
Figur 4. En typisk tidssekvens för minnet. (Taget från 35). Klicka här för att visa en större bild .
Figur 5. Typisk lagrade breddade Raman linje när en av the magnetiska gradientspolarna slås på. Uppgifterna (tunn heldragen linje) är tagen med heterodyn mätning. Svängningen beror på takten mellan sonden ljus och lokaloscillator ljus. Den streckade kurvan visar enveloppen för dessa uppgifter, som är formen av den breddade Raman-linjen. (Ändrad från 25). Klicka här för att visa en större bild .
Figur 6. Typisk genomsnittlig verkningsgrad GEM eko för kort lagringstid. Magnet gradientspolarna växlas vid t = 10 ^ sek (streckad linje). Röd: ingångspuls intensitetsprofilen. Blue: intensitet utsignalen från minnet, vilket demonstrerar läckte ljus (vilket är uppenbart under den röda ingångspulsen) och påminde eko, som visas till höger om than streckad linje. Klicka här för att visa en större bild .
Figur 7. Fyrvågsblandning effekt, vid scanning Raman linjen, för olika kontrollfält befogenheter och celltemperaturer. Endast denna figur polarisering i kontrollfältet och sond balkar valdes så att de maximerar effekten. Pc är styrstrålens effekt. (Ändrad från 25). Klicka här för att visa en större bild .
Discussion
En nödvändig förutsättning för hög minneseffektivitet är en hög OD [30]. OD av Λ GEM är proportionell mot Raman faktor Ω_c 2 / Δ 2, där Ω_c är kopplingsfältet Rabi frekvens och Δ är Raman-avstämningen från det exciterade tillståndet. Den spontana Raman-spridningstakten är också proportionell mot Raman-faktor, och det finns därför en kompromiss mellan att uppnå hög absorption och låga spridningsförluster. För att hitta de optimala inställningarna för kontrollfältet makt, avstämningen och gas temperatur som vi använder en iterativ process. De spridningsförluster kan mildras i viss utsträckning genom att stänga av styrstråle under lagring, efter det att pulsen är helt absorberad. Optisk djup påverkas även av det inre tillståndet hos atomerna. Helst skulle vi vilja ha så många atomer som möjligt i F = 1 hyperfin nivå för att öka absorptionen av sonden. Kontroll strålen spelar också en roll här som det verkar för att pumpa atomer från F = 2 tillF = 1 nivåer. Detta är inte särskilt effektivt på grund av den snedstämning, men styrstråle är kraftfull och kan lämnas på under långa tidsperioder mellan pulslagringsexperiment. Bredden på Raman linje i vårt experiment är cirka 100 kHz, som är mestadels ett resultat av strömbreddning som orsakas av kontrollfältet. Detta motsvarar nästan till den hastighet med vilken atomer pumpas från F = 2 till F = 1 hyperfin tillstånd. Emellertid kommer det att finnas en viss population kvar på mf = 2 (eller -2, beroende på tecknet hos den cirkulära polarisationen) av hyperfin nivå F = 2 på grund av bristen av tillåtna optiska övergångar.
OD kommer också att vara starkt beroende av temperaturen i cellen, som bestämmer antalet atomer i gasfas. Vi använder en temperatur på omkring 78 ° C, mätt vid mitten av cellen. Vi märkte att i vår cell, öka temperaturen längre än 85 ° C kan resultera i viss absorption av kontrollområdet samt några osammanhängande absorption av the sondsignalen. Värmaren stängs av under försökskörning för att undvika att störa det magnetiska fältet inuti cellen.
Polariseringar av både sond och kontrollfält spelar också en avgörande roll i absorptionen effektiviteten i minnet. D1 övergångslinjen 87Rb har två Hyperfine exciterade tillstånd med totalt 8 Zeeman undernivåer. I princip är valet av identiska cirkulära polarisationer för både sonden och styrfälten säkerställer att de endast samverkar med det exciterade tillståndet nivå mf = 2 (eller -2), F '= 2. De linjära eller elliptiska polarisationer hos lasers fält ge upphov till Raman-koppling via andra Zeeman undernivåer av F '= 1, 2. Detta kommer att resultera i breddning och asymmetri i Raman-linjeform, på grund av de olika kopplingskonstanter och AC Stark förskjutningar av de olika övergångar. Tyvärr kan identiskt cirkulära polarise sond och kontrollfält som utarbetats innan minnet uppleva olika polarisation själv rotations när de propagerar genom minnet. Denna effekt är mer uttalad i höga OD media, som vi har i vårt experiment. Det innebär att det krävs finjustering av sond och styrbalk polarisering för att motverka effekterna av självrotation.
För att ytterligare komplicera saken, kan en degenererad fyrvågsblandning (FWM) process ibland ses när man arbetar med stora OD 25. Detta kan leda till förstärkning och följaktligen introducera brus till utgångstillståndet hos minnet. I synnerhet när linjär polarisation används för både kontroll och sond strålar, den FWM effekten kan förbättras avsevärt på grund av Raman excitation genom flera exciterade tillstånd. De förhållanden under vilka FWM processen antingen förbättrade eller undertryckta i vårt system sammanfattas i Ref 25. Effekterna av FWM kan mildras genom att, återigen, finjustera polarisationen av sonden och styrbalkar. På detta sätt kan FWM processer reduceras till den punkt att de görinte lägga till brus i den återkallade ljus 23. Med avseende på FWM, är det värt att notera att båda kaviteterna spelar en viktig roll i att undertrycka den -6,8 GHz sidband alstras av Fiber-EOM som annars skulle ympa FWM processen.
Både självrotation och FWM påverka formen på den breddade Raman linjen. Efter finjustering, kan man uppnå en helt symmetrisk, grovt rektangulärt formade absorption funktion som visas i figur 5. Detta står i kontrast med det fall som visas i figur 7 där polarisationer valdes för att demonstrera effekterna av FWM. Här Raman-funktion är starkt asymmetrisk.
Såsom nämnts tidigare var ett naturligt överflöd Rb cell som används för att filtrera styrbalk och passera sondstrålen till detekteringssektionen. På grund av den höga temperaturen i denna cell, märkte vi att luftströmmar i närheten av cellfönstren orsaka variation i frans synlighet för heterodyn detektering, rekonsult i fluktuationer i signalen. Denna effekt har minimerats genom att genomföra den heterodyna detekterings direkt efter filtreringen cellen och minska luftströmmarna runt cellfönster med lämplig ugn design. Vi observerade en sond förlust på cirka 30% genom filtreringscellen, på grund av Fresnel-reflektioner från fönstren och absorptionen med 87 Rb atomer i filtreringscellen. Denna förlust kan potentiellt minskas genom användning av antireflektionsbeläggningar på cellfönstren och användning av rent 85 Rb i stället för en fysisk blandning av Rb.
I en varm ånga cell, är diffusion en av de huvudsakliga begränsningar av lagringstiden. Efter absorption av ljus, kan atomer diffundera ut från sammanhängande regionen och därmed delvis radering av den lagrade informationen. Lägga till en buffertgas (0,5 Torr Kr, i vårt experiment) minskar effekten av diffusion i viss utsträckning. För mycket buffert gas, kommer dock att öka kollisions bredda 31. Detta ökar decemberoherence och styrfält absorption, vilket reducerar effektiviteten av pump nämnts ovan. Ett annat sätt att minska verkan av tvärgående diffusion är att öka växelverkan volym genom att förstora de tvärgående profilerna hos sonden och kontrollfält. Detta tillvägagångssätt kommer så småningom att begränsas av oelastiska kollisioner med cellväggarna. I detta fall kan cellväggarna beläggas med antirelaxation material 32, 33, för att ge elastiska kollisioner på väggarna och därmed öka den atomära samstämmighet tid. Genom att minimera det oelastiska vägg kollision använder rätt väggbeläggningar och ökning av laserstrålens storlek till nästan täcka tvärsnitt cell, skulle man förvänta minimala effekter från den tvärgående diffusion på lagringstiden. Longitudinal diffusion kan då bli den dominerande decoherence effekten vid långa lagringstider. Longitudinal diffusion bringar de atomer till uppleva olika magnetfältstyrkor under lagringstiden som kan medföra nedsatt RephAsing effektivitet. Ett sätt att styra longitudinell diffusion skulle vara att använda en kall atom ensemble, såsom atomer som har kylts i en magneto-optisk fälla (MOT). Det kräver dock ett helt nytt lager av experimentell komplexiteten i att kontrollera kall atommoln. Detta är ett system som vi utvärderar för närvarande i vårt laboratorium 36.
Disclosures
Författarna förklarar att de inte har några konkurrerande ekonomiska intressen.
Acknowledgments
Forskningen stöds av Australian Research Council Centre of Excellence för Quantum Beräkning och kommunikationsteknik, projektnummer 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).
