Die Forschung wird vom Centre of Excellence Australian Research Council for Quantum Computation-und Kommunikationstechnologie, Projektnummer CE110001027 unterstützt.

1. Einige Kundenspezifische Elemente <ol><li> Ringresona In diesem Experiment werden zwei Ringresonatoren, die zum Kombinieren und Teilen Strahlen unterschiedlicher Frequenzen erforderlich. Das Design des Hohlraums ist in Fig.. 2. <ol><li> Erstellen Sie die Resonatoren um einen Hohlzylinder von Groß Aluminium. An einem Ende, montieren zwei Flachspiegel mit identischen Reflexionsvermögen. Am entgegengesetzten Ende Halterung eine maximale Reflektivität gekrümmten Spiegel. Die Spiegel müssen nicht zu dem Hohlraum Abstandshalter verklebt werden. Mit einer sorgfältigen Bearbeitung des Abstands sind die Endkappen genug, um sie in Position zu halten. </li><li> Verbinden die gekrümmten Spiegel mit einem O-Ring und das piezoelektrische Stellglied, um die Kontrolle der Hohlraumresonanzfrequenz zu ermöglichen. Den O-Ring, der zwischen dem Spiegel und dem Hohlraum Spacer, mit dem piezo hinter dem Spiegel. Komprimieren Sie diese Elemente auf den Hohlraum Abstandhalter mit der Endkappe für schnelle Betätigung der Spiegel Ende zu ermöglichen. Die Kombination von O-Ring-Kompressionund Hochgeschwindigkeits-Piezo-Regel können zur Steuerung Bandbreiten von mehr als 10 kHz. Anmerkung: In diesem Beispiel sind die Abstandshalter etwa 25 cm lang. Diese Länge ist willkürlich, obwohl es so zu wählen, dass die Steuer-und Messlicht nicht coresonant, was bedeutet, daß die Hyperfeinstruktur nicht ein Vielfaches des freien spektralen Bereich liegen. Aufgrund der Ringgeometrie wird der Hohlraum haben nicht entartet Polarisationsmoden unterschiedlicher Finesse. Die benutzerdefinierten beschichtete Spiegel sind angegeben, um einen Hohlraum von rund 1.000 Finesse für s-polarisiertes Licht, das zu einer Finesse von etwa 100 für p-polarisiertes Licht führt zu liefern. Während diese Experimente sind in der Regel auf der Nieder Finesse-Modus durchgeführt, kann die Einrichtung leicht mit der Hoch Finesse geschaltet sollten stärkere Filterung der Strahlen erforderlich ist. </li></ol></li><li> Design der Speicherzelle und dessen Gehäuse <ol><li> Um die Speichergerät zu bauen, verwenden Sie eine lange Zelle mit isotopisch verbesserte 87 Rb along mit 0,5 Torr von Kr Puffergas. Im Setup ist die Länge 20 cm. Die Fenster der Zelle sind entspiegelt. Diese Zelle ist mit einem nichtmagnetischen Heizdraht auf etwa 80 ° C erwärmt werden. </li><li> Hüllen Sie die Zelle in drei konzentrischen Magnetspulen. Die beiden inneren Magnete schaffen die Magnetfeld-Gradienten. Um diese Magnetspulen wickeln, führen Sie eine Simulation mit dem Biot-Savart-Gleichung. Simulieren Sie die Variable-Pitch-Solenoid, das eine linear veränderliche Magnetfeld zur Verfügung stellt. </li><li> Mit einem Grafik-Programm, drucken Sie ein Grundstück von dieser Spirale auf ein Stück Papier. Wickeln Sie das Papier um ein PVC-Rohr, um eine Linie, um auf das Rohr zu folgen und den Draht zu liefern. Anmerkung: In diesem Aufbau sind die Spulen 50 cm lang, über die doppelte Länge der Gaszelle, um Randeffekte zu vermeiden. Die Durchmesser sind 6 und 10 cm, die das Doppelte des Durchmessers der Zelle, um sicherzustellen, dass die magnetischen Felder hauptsächlich Längs. Die Gradienten-Magnetspulen einander gegen so that Schalten zwischen ihnen die Vorzeichen des Gradienten zu wechseln (siehe Abb.. 3). In einem typischen Experiment ist 2-3 A Strom durch diese Spulen geführt und die Spulen 3-4 &amp;mgr; s eingeschaltet. </li><li> Um die Schaltzeit zu optimieren und zu stoppen Schwingungen verwenden 200 Ω Dämpfungswiderstände in Reihe mit den Spulen. Daß diese beiden Magnetspulen in der dritten Regel gewickelte Spule, die verwendet wird, um ein Gleichstrom-Magnetfeld bereitzustellen, um die Entartung der Zeeman-Niveaus zu heben. Rubidium hat eine Verschiebung von etwa 1,4 MHz / G des Magnetfeldes 26. Eine typische Gleichstromfeld ist 6 G, während die Gradienten würde 2 G / m sein. </li><li> Platzieren zwei Schichten μ-Metallabschirmung um die drei Magnetspulen, um den Einfluss des Magnetfeldes der Erde auf das Experiment zu reduzieren. </li></ol></li></ol> 2. Layout des optischen Strahlengangs <ol><li> Verwenden Sie einen Single-Mode-Laser in der Nähe des Rubidium-D 1 Linie bei 795 nm eingestellt. Überwachen Sie die Frequenzdes Lasers unter Verwendung eines gesättigten Absorptionsmessung, wie in Fig. 3 gezeigt. Verstimmung der Frequenz von etwa 1,5 GHz über der F = 2 bis F &#39;= 2 Übergang. Dies wird die ungefähre Frequenz des Steuerstrahls sein. </li><li> Am Strahlteiler BS2, tippen Sie etwas Licht von der Hauptlaser, um die Steuerstrahl bilden. Verschiebt seine Frequenz unter Verwendung des akusto-optischen Modulator AOM1. Dies ermöglicht auch AOM Modulation des Steuerstrahlleistung. Um die AOM fahren, vorbei an der Ausgabe einer Signalquelle über einen HF-Schalter, der durch ein TTL-Signal gesteuert wird, und dann verstärken das Signal, bevor es in die AOM. Feinabstimmung der Steuerfrequenz, um die Raman-Absorption zum Beispiel zu optimieren, indem die Antriebsfrequenz des AOM. Die HF-Treiberfrequenz der AOMs in der Einrichtung 80 MHz, aber dies ist willkürlich. </li><li> Verstimmung des Sondenstrahls, die in der Quantenspeicher gespeichert wird, von 6,8 GHz aus dem Steuerstrahl, wobei diese Frequenz der Grundzustandshyperfeinaufspaltung87 Rb. Diese Frequenz herzustellen, passieren den Laser durch eine Faser-gekoppelten elektro-optischen Modulator, der von einem 6,8 GHz Mikrowellenquelle angetrieben wird. Dies erzeugt eine Reihe von Seitenbändern bei Oberwellen der 6,8 GHz oberhalb und unterhalb der Trägerfrequenz. </li><li> Um eine Probenstrahl mit einer reinen Frequenz zu erhalten, trennen Sie die 6. 8 GHz Licht von allen anderen unerwünschten Modulationsseitenbänder. Um dies zu tun, verwenden Sie eines der Ring Kavitäten. Sperren Cavity 1 auf Resonanz mit der 6. 8 GHz Seitenband. Diese Frequenz wird dann durch den Resonator übertragen werden, während alle anderen Frequenzen reflektiert werden, unter Ausbildung einer reinen Frequenz, die die F 1 = Grundzustand der Rubidium-Atomen adressieren. Der Hohlraum kann mit dem Pound-Drever-Hall-Technik 27 verriegelt werden], wobei das Licht von der Eingangsspiegel reflektiert. </li><li> Abklopfen einen Teil des Laserstrahls bei BS3 und senden Sie es per AOM2 eine feine Steuerung der Frequenz und der Intensität des Messstrahls zu ermöglichen. Dagibt eine Reihe von Methoden zur Verfügung, um die AOM zu fahren. Zum Beispiel verwenden einen programmierbaren Signalgenerator eingestellt, Gauß-Impulsen bei 80 MHz moduliert generieren. Alternativ verbinden eine kontinuierliche 80-MHz-Signal mit einem Impuls mit einer HF-Mischer, um einen Impuls bei 80 MHz moduliert geben. Wie auch immer, dieses modulierte Gauß wird dann verstärkt und in dem AOM geschickt, um einen Lichtimpuls in einen gebeugten Ordnung des AOM geben. Hinweis: Dieses Beugungsordnung wird fein gesteuert Lichtimpulse, die in dem Speicher gespeichert werden können. Die Amplitude der Impulse kann unter Verwendung einer Kombination des AOM Antriebsleistung und Variieren des Teilungsverhältnisses des BS1 abgestimmt werden. Dies ermöglicht eine zuverlässige Produktion einer breiten Palette von Pulsamplituden, insbesondere, ermöglicht die Herstellung von sehr schwachen Impulse mit mittleren Photonenzahlen weniger als 1 23. </li><li> Der nächste Schritt ist es, die Sonde und Steuerstrahlen rekombinieren. Dies könnte mit einer einfachen Strahlteiler gemacht werden, aber das würde bedeuten, verlieren einen Teil des Lichtes.Wenn die Polarisation der Probe und Kontrolle wurden dann orthogonal lossless Rekombination kann mit einem Polarisationsstrahlenteiler erreicht werden, aber der Speicher kann nur dann wirklich über eine unabhängige Steuerung der Sonde und Steuer Polarisationen optimiert werden. <ol><li> Um dies zu erreichen, verwenden Sie eine zweite, hocheffiziente, impedanzangepassten, Ring Höhle. Einrichten eines Hohlraums, so daß der Sondenstrahl durchgelassen wird, während das Steuerfeld wird von dem Ausgangsspiegel reflektiert. Übertragung der Sonde durch diesen zweiten Resonator liefert auch eine zweite Schicht aus Frequenzfilterung, die Probleme mit Vierwellenmischung zu vermeiden hilft. </li><li> Sperren dieses Hohlraums mit der Frequenz des Meßstrahls unter Verwendung einer Hilfsriegelträger (gestrichelte Linie), die in den Rückwärtsmodus des Hohlraums eingespritzt wird. Tune diesen Strahl auf eine andere Frequenz, Polarisation und räumliche Mode des Sondenstrahls so, dass es bei der Reflexion keine Beeinträchtigung des Sondenstrahls detektiert werden. Der Grund für diese Bemühungen ist, daß sieist teuflisch schwierig, die Low-Power-, gepulsten Sondenstrahl verwenden, um den Hohlraum zu sperren. Die Steuer-und Sondenstrahlen vor der Speicherzelle 7 mm und 3 mm Größen kollimiert sind. </li><li> Das Steuerfeld vor dem Stromspeicherzelle ~ 270 mW und der Sonde Leistung kann von Null bis zu einigen Mikrowatt je nach Experiment Lauf gewählt werden. Mit einer Viertelwellenplatte, passen Sie die Polarisation der kombinierten Sonde und Steuerträger zu sein (ungefähr) Kreis-und derselben Helizität. Spritzen Sie sie in die Speicherzelle Gasgerät. </li></ol></li><li> Steuerung der Timing aller Teile des Versuchs unter Verwendung eines LabVIEW-Programm 28. Ein typischer Arbeitszyklus würde 120 Mikrosekunden sein. Heizgerät während der Speicherzeit um Interferenzen mit dem Speicherbetrieb zu vermeiden. Eine typische Zeitsequenz in Fig. 4 gezeigt. Wenn möglich, schalten Sie das Kontrollstrahl aus, während das Licht in dem Speicher gespeichert. In einer warmen Gaszelle, obwohl the Raman-Übergang von dem erregten Zustand über den Dopplerbreite verstimmt, kann das Steuerfeld noch eine signifikante Quelle von Dekohärenz in dem Speicher aufgrund der Nicht-Null-Wahrscheinlichkeit der spontanen Raman-Streuung. Die Raman-Streuung ist direkt proportional zu dem Steuerfeld Leistung und umgekehrt proportional zur Verstimmung quadriert. Wenn das Kontrollfeld wird während der gesamten Lagerzeit gehalten wird, kann es mit den beiden unteren Zustände zu interagieren und zu zerstören, die Kohärenz mit der exponentiell durch die Streuung definiert. Dies wird in der Diskussion Abschnitt erläutert. </li><li> Nach dem Speichern und Laden, vorbei an der Sonde durch eine Filterzelle, um das Kontrollfeld aus dem Strahl zu berauben. Es ist möglich, eine Zelle mit einer natürlichen Mischung aus Rb verwenden. Die 85 Rb dominiert und absorbiert stark bei der Kontrolle Strahlfrequenz und bietet 60 dB der Unterdrückung. Der Sondenstrahl wird gedämpft viel weniger, typischerweise 1,4 dB. Verwenden einer Zelle 75 mm lang, erhitzt auf 140 ° C.Eine Zelle mit isotopisch verbesserte 85 Rb würde weniger Sonde Absorption führen. </li><li> Der letzte Schritt ist die Erfassung der Messpulse, mit einem Homodyn-oder Heterodyn-Detektion. Der Vorteil dieser Nachweisverfahren ist, dass es selektiv so Modus ein Reststeuerlicht nicht auf die Messungen auswirken. Das Echo hat eine (in der Nähe), die zirkulare Polarisation linear gemacht wird mit einem half-wave/quarter-wave Plattenkombination. <ol><li> Um den lokalen Oszillator zu erzeugen, abklopfen einen Teil des Strahls an BS4 und verschieben ihre Frequenz mit AOM4. Bewahren Sie das Signal von der homodyne oder Heterodyn-Setup mit einem schnellen Oszilloskop, löste in der LabVIEW-Steuerprogramms. </li></ol></li></ol>

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Die Autoren erklären, dass sie keine finanziellen Interessen konkurrieren.

Eine notwendige Bedingung für hohe Speichereffizienz ist eine hohe OD [30]. Die OD des Λ-GEM ist proportional zu der Raman-Faktor Ω_c 2 / Δ 2, wobei Ω_c ist das Kopplungsfeld Rabi-Frequenz und Δ ist die Raman Verstimmung aus dem angeregten Zustand. Die spontane Raman-Streurate ebenfalls proportional zu der Raman-Faktor, und es ist daher ein Kompromiss zwischen dem Erreichen hoher Absorption und geringen Streuungsverlusten. Um die optimalen Einstellungen für die Steuerung der Feldstromversorgung, Verstimmung und Gastemperatur verwenden wir einen iterativen Prozess zu finden. Die Streuverluste können in einem gewissen Ausmaß durch Ausschalten des Steuerstrahls während der Lagerung vermindert werden, nachdem der Impuls vollständig absorbiert wird. Optische Tiefe wird durch den internen Zustand der Atome berührt. Idealerweise würden wir gerne so viele Atome wie möglich in der F = 1 Hyperfeinniveau haben, um die Absorption der Sonde zu erhöhen. Der Steuerstrahl spielt auch eine Rolle, wie sie Atome von F = 2 der Pumpe wirktF = 1-Werte. Dies ist nicht sehr effizient, aufgrund der Verstimmung, aber der Steuerstrahl ist stark und kann über lange Zeiträume zwischen den Impulsspeicher Experimente gelassen werden. Die Breite des Raman-Linie in unserem Experiment etwa 100 kHz, was hauptsächlich eine Folge der Strom Verbreiterung des Steuerfeldes verursacht. Dies entspricht fast der Rate, mit der Atome von F = 2 F = 1 Hyperfeinzustand gepumpt. Allerdings wird es einige Population links auf mf = 2 (oder -2 je nach dem Vorzeichen der Zirkularpolarisation) der Hyperfeinniveau F = 2 aufgrund der fehlenden optischen Übergänge erlaubt. Die OD wird auch stark von der Temperatur der Zelle, der die Anzahl der Atome in der Gasphase bestimmt. Wir verwenden eine Temperatur von etwa 78 ° C, gemessen in der Mitte der Zelle. Uns ist aufgefallen, dass in unserer Zelle, die Erhöhung der Temperatur über 85 ° C können in einigen Absorption des Kontrollfeld sowie einige inkohärente Absorption von th führene-Probe-Signal. Der Heizer wird während des Versuchslauf umgeschaltet, um zu vermeiden, das magnetische Feld in der Zelle zu stören. Polarisationen der beiden Fühler und Steuerfelder spielen auch eine entscheidende Rolle bei der Absorption Effizienz des Speichers. Die D1 Übergangslinie von 87Rb hat zwei Hyperfein angeregten Zustände mit insgesamt 8 Zeeman-Unterniveaus. Prinzipiell ist die Wahl der zirkularen Polarisationen identisch sowohl für die Sonde und die Steuerfelder stellt sicher, dass sie nur mit dem angeregten Zustand Ebene mf = 2 (oder -2), F &#39;= 2 interagieren. Die linearen oder elliptischen Polarisation des Laserfeldern verursachen Raman Kopplung über andere Zeeman-Unterniveaus F &#39;= 1, 2. Dies wird in Verbreiterung und Asymmetrie in der Raman-Linienform führen, aufgrund der unterschiedlichen Kopplungskonstanten und AC-Stark-Verschiebungen der verschiedenen Übergänge. Leider kann identisch zirkular polarisierten Sonde und Steuerfelder, bevor der Speicher vorbereitet unterschiedlichen Polarisationsselbst r erlebenotations wie sie durch den Speicher fortpflanzen. Dieser Effekt wird mehr in der hohen OD Medien, die wir in unserem Experiment haben ausgeprägt. Dies bedeutet, daß die Feinabstimmung der Sonde und Steuerstrahlpolarisation ist notwendig, um die Auswirkungen der Selbstdrehung entgegenzuwirken. Um die Sache noch komplizierter, kann ein Prozess entarteten Vierwellenmischung (FWM), manchmal beim Arbeiten mit großen OD 25 gesehen werden. Dies kann dazu führen, Amplifikation und somit Rauschen zu dem Ausgangszustand der Speicher einzuführen. Insbesondere dann, wenn eine lineare Polarisation ist sowohl die Steuer-und Sondenstrahlen verwendet, die FWM-Effekt kann stark durch die Raman-Anregung durch mehrere angeregte Zustände verbessert werden. Die Bedingungen, unter denen die FWM-Prozess wird verstärkt oder in unserem System unterdrückt werden in Ref. 25 zusammengefasst. Die Auswirkungen der FWM kann gemildert werden, indem wieder die Feinabstimmung der Polarisation der Sonde und Steuerbalken. Auf diese Weise kann FWM Prozesse zu dem Punkt, dass sie reduziert werden,nicht an den Lärm erinnerte Licht 23 hinzufügen. In Bezug auf die FWM, ist es erwähnenswert, dass die beiden Hohlräume spielen eine wichtige Rolle bei der Unterdrückung der -6,8 GHz Seitenband durch die Fiber-Wahlbeobachtungsmission erzeugt, die ansonsten die FWM-Prozess Saatgut würde. Sowohl Eigenrotation und FWM beeinflussen die Form der Raman-Linie erweitert. Nach der Feinabstimmung, kann man eine ziemlich symmetrische, etwa rechteckig geformte Absorptionsmerkmal zu erreichen, wie in Abbildung 5 dargestellt. Dies steht im Gegensatz zu der in Fig. 7, wo Polarisationen wurden gewählt, um die Auswirkungen der FWM zeigen gezeigten Fall. Hier ist die Raman-Funktion ist stark asymmetrisch. Wie bereits erwähnt, wurde eine natürliche Fülle Rb-Zelle verwendet, um die Steuerstrahl auswählen und übergeben die Sondenstrahl auf die Erfassungsabschnitt. Aufgrund der hohen Temperatur dieser Zelle, bemerkten wir, dass die Luftströme um die Zellenfenster führen Variation des Streifensichtbarkeits des Heterodyn-Detektion wiederBeratungs Schwankungen des Signals. Dieser Effekt wurde durch die Umsetzung der Heterodyndetektion unmittelbar nach der Filterzelle und die Reduzierung der Luftströme um die Zellenfenster mit geeigneten Ofen-Design minimiert. Wir beobachteten eine Sonde Verlust von ca. 30% durch die Filterzelle durch Fresnel-Reflexionen von den Fenstern und der Absorption von 87 Rb-Atomen in der Filterzelle. Dieser Verlust kann durch die Verwendung potenziell Antireflexschichten auf den Zellenfenstern und mit reinem 85 Rb statt eine natürliche Mischung aus Rb reduziert werden. In einem warmen Gaszelle ist die Diffusion einer der wichtigsten Einschränkungen für die Lagerzeit. Nach der Absorption von Licht können Atome aus der kohärenten Region diffundieren, so teilweise das Löschen der gespeicherten Informationen. Zugabe eines Puffergases (0,5 Torr Kr, in unserem Experiment) reduziert den Effekt der Diffusion in einem gewissen Ausmaß. Zu viel Puffergas wird jedoch Kollisions erhöhen Erweiterung 31. Dies erhöht DezemberOHÄRENZ und Steuerfelddämpfung, die die Effizienz des oben erwähnten Pump reduziert. Ein anderer Weg, um die Wirkung der Querdiffusion zu reduzieren, ist das Wechselwirkungsvolumen durch die Vergrößerung der Querprofile der Sonde und Steuerfelder zu erhöhen. Dieser Ansatz wird schließlich durch inelastische Kollisionen mit den Zellwänden begrenzt werden. In diesem Fall kann die Zellwände mit antirelaxation Materialien 32, 33 beschichtet werden, um eine elastische Kollisionen an den Wänden bereitzustellen und somit zur Verbesserung der Atomkohärenzzeit. Durch Minimierung der unelastischen Wand Kollision mit richtigen Wandbeschichtungen und die Erhöhung der Laserstrahlgröße nahezu abdecken Zellquerschnitt würde eine minimale Effekte von der Querdiffusion von der Lagerzeit zu erwarten. Längsdiffusions könnte dann der dominierende Effekt Dekohärenz bei langen Lagerzeiten. Längsdiffusion bewirkt, dass die Atome auf verschiedene Magnetfeldstärken während der Lagerung Zeit, die in reduzierter Reph führen kann, erlebenAsing Effizienz. Ein Weg, um die Diffusion zu steuern Längs wäre, eine Kaltatom Ensemble, wie Atome, die in einer magneto-optischen Falle (MOT) abgekühlt worden sind. Das aber erfordert eine ganz neue Schicht von experimentellen Komplexität bei der Steuerung kalten Atomwolke beteiligt. Dies ist ein System, das wir prüfen derzeit in unserem Labor 36.

Eine der herausragenden Herausforderungen der Quanteninformationstechnologie ist die Fähigkeit, einen Speicher für Quantenzustände zu bauen. Für photonische Quantencomputer 1 oder ein Quanten Repeater in einem Quantenschlüsselverteilung System 2 verwendet wird, bedeutet dies den Aufbau einer Erinnerung, die Quantenzustände von Licht 3 speichern. Ein Ansatz zur Erreichung dieses Ziels getroffen ist, Kombinationen von Atomen, die in einer solchen Weise zu speichern und zu verwenden, gesteuert werden kann dann kontrolliert frei Licht zu einem späteren Zeitpunkt. Zahlreiche Techniken wurden entwickelt, einschließlich elektromagnetisch induzierte Transparenz (EIT) 4, das Atomfrequenzkamm (AFC) 5, 6, 7, Vierwellenmischung (FWM) 8, Raman Absorptions 9, 10 und Faraday Wechselwirkung Photonechotechniken 11, 12 , 13, 14, 13, 15, 16, 17, 18, ​​19. Der Schwerpunkt dieser Arbeit ist Λ - Gradient Echo-Speicher (Λ-GEM), die mit drei Werke-Ebene &quot;Λ&quot; strukturierten Atom Medien. Es wurde zunächst in einem warmen Rb Dampfzelle im Jahr 2008 20 implementiert. Diese Regelung wurde als Direktzugriffsspeicher zum Lichtimpulse, 21 verwendet wurde, hat eine nachgewiesene Effizienz so hoch wie 87% 22, bietet geräuschlose Speicherung von Quantenzuständen 23 und zeigt einige Versprechen als Plattform für nichtlineare optische Operationen 24. Wir haben auch vor kurzem ein Papier, das in einigen Details über das Zusammenspiel dieser Speicher mit warmem Atomdampf geht 25 veröffentlicht. Das Wesen der Technik ist, dass vorbereitet eine Vielzahl von Atomen, die inhomogen verbreitert ist, so daß die Atome einen Lichtimpuls zu absorbieren. In unserem Experiment nutzen wir Raman-Absorption, wie in 1a gezeigt. Das Messlicht, das gespeichert werden soll, wird auf die Kohärenz zwischen zwei Grundzustände der Atome zugeordnet werden. Die Erweiterung wird durch Anlegen eines magnetischen Feldes vorgesehen gradient entlang der Richtung der Lichtausbreitung, Induzieren eines räumlichen Gradienten in der Raman Absorptionsfrequenzen, wie in Fig. 1b gezeigt. Die verschiedenen Frequenzkomponenten des gespeicherten Impulses werden so auf unterschiedlichen räumlichen Positionen linear entlang der Länge der Atom Ensemble abgebildet. In anderen Worten ist das räumliche Profil der atomaren Spinwelle, die durch die Absorption des Eingangsimpulses erzeugt wird, proportional zu der Fourier-Transformation des zeitlichen Verlaufs des Eingangsimpulses. Wie wir später darlegen, ist es diese Frequenz Gradienten ermöglicht, dass auch einige der interessantspektralen Verarbeitungsmöglichkeiten dieses Speichers. Durch Umkehren der Feldgradient kann die Entwicklung der Kohärenz des Atom Ensemble zeitumgekehrt werden. Dies ermöglicht die Wiedergewinnung des Lichtimpulses.

<table border="0" cellpadding="0" cellspacing="0" width="596">
	<colgroup>
		<col />
		<col />
		<col />
		<col />
	</colgroup>
	<tbody>
		<tr height="42">
			<td height="42" style="height:42px;width:216px;">Titanium-sapphire laser</td>
			<td style="width:95px;">M Squared Lasers</td>
			<td style="width:119px;"></td>
			<td style="width:167px;">SolsTiS</td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;width:216px;">Digital oscilloscope</td>
			<td style="width:95px;">Lecroy</td>
			<td style="width:119px;"></td>
			<td>WaveRunner 44Xi-A</td>
		</tr>
		<tr height="42">
			<td height="42" style="height:42px;width:216px;">Memory cell</td>
			<td style="width:95px;">Triad Technology</td>
			<td style="width:119px;"></td>
			<td>20 cm long, 87Rb enhanced, 0.5 Torr Kr buffer gas, AR-coated</td>
		</tr>
		<tr height="63">
			<td height="63" style="height:63px;width:216px;">Filter cell</td>
			<td style="width:95px;">Triad Technology</td>
			<td style="width:119px;"></td>
			<td style="width:167px;">7.5 cm long, natural mixture Rb, no buffer gas</td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;width:216px;">Fiber EOM</td>
			<td style="width:95px;">EOSPACE</td>
			<td style="width:119px;"></td>
			<td>PM-0K5-10-PFA-UL</td>
		</tr>
		<tr height="42">
			<td height="42" style="height:42px;width:216px;">AOM</td>
			<td style="width:95px;">AA Opto-Electronic</td>
			<td style="width:119px;"></td>
			<td>MT80-A1-IR</td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;width:216px;">AOM drive components</td>
			<td style="width:95px;">Minicircuits</td>
			<td style="width:119px;"></td>
			<td>Amplifier ZHL-1-2W</td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;width:216px;"></td>
			<td style="width:95px;">Minicircuits</td>
			<td style="width:119px;"></td>
			<td>Mixer ZAD-6</td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;width:216px;"></td>
			<td style="width:95px;">Agilent</td>
			<td style="width:119px;"></td>
			<td>80 MHz signal source 33250A</td>
		</tr>
		<tr height="189">
			<td height="189" style="height:189px;width:216px;">Cavities</td>
			<td style="width:95px;"></td>
			<td style="width:119px;"></td>
			<td style="width:167px;">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&#62;99.97%)</td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;width:216px;">Photodiodes</td>
			<td style="width:95px;">Hamamatsu</td>
			<td style="width:119px;"></td>
			<td>S3883</td>
		</tr>
		<tr height="63">
			<td height="63" style="height:63px;width:216px;">Current Switches</td>
			<td style="width:95px;">Electronic Design and Research</td>
			<td style="width:119px;"></td>
			<td>EDR83915/2 and EDR8276612</td>
		</tr>
	</tbody>
</table>

gradient echo quantum memory in warm atomic vapor

Gradienten-Echo-Speicher (GEM) ist ein Protokoll für die Speicherung von optischen Quantenzustände von Licht in atomaren Ensembles. Die primäre Motivation für eine solche Technologie ist, dass die Quantenschlüsselverteilung (QKD), die Heisenbergsche Unschärferelation verwendet, um die Sicherheit von kryptographischen Schlüsseln zu gewährleisten, wird in der Übertragungsstrecke begrenzt. Die Entwicklung eines Quanten Repeater ist ein möglicher Weg, um QKD Bereich zu erweitern, aber ein Repeater einen Quantenspeicher benötigen. In unseren Experimenten verwenden wir ein Gas aus Rubidium-87 Dampf, der in einem warmen Gaszelle enthalten ist. Dies macht das System besonders einfach. Es ist auch ein sehr vielseitiges System, das im Speicher Ausgestaltung der gespeicherten Zustand, wie Frequenzverschiebung und Bandbreite Manipulation ermöglicht. Die Basis des GEM-Protokoll ist, das Licht in eine Vielzahl von Atomen, die in einem Magnetfeld-Gradienten hergestellt wurde absorbieren. Die Umkehrung dieses Gradienten führt zu rephasierenden der atomaren Polarisation und damit Rückruf der gespeicherten optischen Zustand. We erläutern, wie bereiten wir die Atome und diese Steigung und auch beschreiben, einige der Gefahren, die vermieden werden, insbesondere Vierwellenmischung, die Anlass zu optischen Verstärkung geben müssen.

1. Mit der Raman-Absorption als Diagnose-Tool Das erste Ergebnis zu erhalten, ist eine Raman-Linie Absorption des Sondenlichtstrahl. Optimierung des Absorptionsmerkmal geht ein langer Weg zur Erreichung der besten Gedächtnisleistung. Bei ausgeschalteten magnetischen Gradienten-Spulen ausgeschaltet ist, kann die Steuerfrequenz in der Gegenwart einer schwachen Dauerwellensonde abgetastet werden. Die Absorption des Sondenstrahls ist direkt mit der optischen Dichte der Atomzelle zusammen. Auf dieser Basis kann die Temperatur der Zelle, Leistung des Steuerstrahls und Single-Photon-Verstimmung durch einen iterativen Prozess optimiert, um die bestmögliche Raman Absorption ergeben. Zu viel Kontrolle-Strahlleistung wird Absorption zu erhöhen, sondern auch erweitern die Breite der Linie. Wenn optimiert, ist in der Größenordnung von 100 kHz in unserem System die Breite. Einschalten einer der Gradienten-Spulen wird die Raman-Linie zu erweitern. Die Breite des verbreiterten Absorptions abzuschreckenMinen die Bandbreite des Speichers. Ein Kompromiss muss dann zwischen der optischen Dichte, die Speichereffizienz betrifft, und Speicherbandbreite erfolgen. Die Sonde Getriebe ist für einen unserer verbreitert Raman-Linien in Abbildung 5, in dem die Speicherbandbreite auf etwa 1 MHz eingestellt gezeigt. Einschalten der beiden magnetischen Gradientenspulen zur gleichen Zeit sollte die nonbroadened Absorptionslinienbreite wiederhergestellt werden. Jede Fehlanpassung in der Größenordnung oder räumliche Inhomogenität des Magnetfeldes direkt auf einer Verbreiterung und Verzerrung des Raman Absorptions reflektieren. 2. Pulse Lagerung Die einfachste Konfiguration für den Speicher ist Einzelimpuls-und Auslagerung. Das wäre zum Beispiel die Speicherung einer Impulsdauer von 2 Mikrosekunden und Schalt die Magnet Gradientenspulen 3 Mikrosekunden nach der Impulsspitze, wie in Abbildung 6 dargestellt. Wenn die optische Dichte gering ist, etwas Licht leakaGE wird in Abhängigkeit von der optischen Dichte (OD) des Mediums beobachtet werden. Sorgfältige Abstimmung der Speicherparameter ist wichtig, um hohe Effizienz der Lagerung. Dies umfasst die Optimierung der Speicherzellentemperatur, die sorgfältige Ausrichtung zwischen der Sonde und dem Steuerfeld, Abstimmen der Intensität des Steuerstrahls, um den besten Kompromiss zwischen Absorption und Streuung zu finden, um die korrekte Polarisierung der Strahlen und die Abstimmung der Frequenzen die Sonde und Steuerbalken. Dieses Optimierungsverfahren ist weiter in der Diskussion Abschnitt erläutert. Wirkungsgrade von mehr als 80% für eine Lagerzeit von 4 us 22 kann erwartet werden, wenn alle diese Parameter sind gut abgestimmt werden. Die Effizienz des Speicher ist als das Verhältnis zwischen der Energie des aufgerufenen Echo und die Energie eines Impulses identisch, die in dem Speicher gespeichert worden ist definiert. Diese Faktoren effektiv die Wirkung der linearen Verluste, zum Beispiel aufgrund von Fresnel-Reflexionen auf den Oberflächen oder absorpt-Ionen in der Filterzelle. Bei Verwendung einer Überlagerungserfassung, wird die Energie der Impulse durch Quadrieren des Überlagerungssignals und die Messung der Flächen der Impuls Hüllkurven gemessen. Die Frequenz und die Bandbreite der abgerufenen Impuls hängt vom Strom in den Gradientenspulen injiziert. Einfache Handhabung dieser Ströme ermöglicht die Feinsteuerung der abgerufenen Puls. Komplexere spektrale Manipulationen (wie in 29 beschrieben) unter Verwendung eines erweiterten Spulenaufbau dem der Gradient entlang der Speicher als eine Funktion der Position und Zeit unabhängig abgestimmt werden geführt werden. <img alt="Figur 1" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig1.jpg" width="500px" /> Fig. 1 ist. a) Die Höhe System im 87 Rb D 1 Zeile im Speicher eingesetzt. Die Sonde Raman-Licht absorbiert, um eine Wette zu erstellen Kohärenz<html> schen der F = 1 und F = 2 Boden-Staaten. b) Das Magnetfeld-Gradienten gibt ortsabhängige Verstimmung der Boden-Staaten entlang der Länge der Zelle. Die Umkehrung der Steigung und Drehen der Steuerstrahl hast Abruf der gespeicherten Messlicht. (Aus [34] Angepasst). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig1highres.jpg" target="_blank">Klicken Sie hier für eine größere Ansicht</a> . <img alt="Figur 2" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig2.jpg" width="500px" /> Abbildung 2. Schematische Darstellung eines optischen Modus Reiniger. Siehe Methodenteil für eine Beschreibung. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig2highres.jpg" target="_blank">Klicken Sie hier für eine größere Ansicht</a> . ig3.jpg &quot;width =&quot; 500px &quot;/&gt; 3. Schematische Darstellung des experimentellen Aufbaus AOM = akustisch-optischen Modulator;. EOM = elektro-optischen Modulator, BS = Strahlteiler; λ / 4 = Viertelwellenplatte. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig3highres.jpg" target="_blank">Klicken Sie hier für eine größere Ansicht</a> . <img alt="Fig. 4" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig4.jpg" width="500px" /> 4. Eine typische Taktfolge für den Speicher. (Entnommen aus 35). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig4highres.jpg" target="_blank">Klicken Sie hier für eine größere Ansicht</a> . <img alt="Figur 5" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig5.jpg" width="500px" /> 5. Typische lagerten erweitert Raman-Linie, wenn einer der thE magnetische Gradienten-Spulen eingeschaltet ist. Die Daten (dünne durchgezogene Linie) wird mit Heterodyn-Messung durchgeführt. Die Oszillation ist aufgrund der Schwebung zwischen der Sonde Licht und lokalen Oszillator Licht. Die gestrichelte Kurve zeigt die Hüllkurve der Daten, die die Form der Raman-Linie verbreitert ist. (Geändert von 25). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig5highres.jpg" target="_blank">Klicken Sie hier für eine größere Ansicht</a> . <img alt="Fig. 6" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig6.jpg" width="500px" /> 6. Typische mittlere Wirkungsgrad GEM Echo für kurze Lagerzeit. Die magnetischen Gradienten-Spulen sind bei t = 10 us (gestrichelte Linie). Rot: Eingangsimpulsintensitätsprofil. Blau: Intensität Ausgang des Speichers, was zeigt, zugespielt Licht (die unter der roten Eingangsimpuls deutlich wird) und erinnerte daran, Echo, das auf der rechten Seite erscheint ter gestrichelten Linie. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig6highres.jpg" target="_blank">Klicken Sie hier für eine größere Ansicht</a> . <img alt="Fig. 7" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig7.jpg" width="500px" /> Abbildung 7. Vierwellenmischungseffekt beim Scannen der Raman-Linie, für verschiedene Steuerfeld Kräfte und Zelltemperaturen. Für diese Figur nur die Polarisation des Steuerfeldes und Sondenstrahlen wurden so gewählt, dass sie den Effekt zu maximieren. Pc ist die Steuerung Strahlleistung. (Geändert von 25). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig7highres.jpg" target="_blank">Klicken Sie hier für eine größere Ansicht</a> .

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Gradient Echo Quantum Memory in Warm Atomic Vapor

Das Gradientenecho-Speicher ist ein Protokoll zum Speichern von optischen Quantenzustände des Lichtes in atomaren Ensembles. Quantum-Speicher ist ein Schlüsselelement eines Quanten Repeater, die den Bereich der Quantenschlüsselverteilung verlängern kann. Wir skizzieren die Durchführung der Regelung, wenn in einem 3-Level-Atom-Ensemble realisiert.

Gradient Echo Quantum Speicher in Warm Atomic Vapor

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

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Research

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Engineering

12.7K Aufrufe.  The Australian National University.  Das Gradientenecho-Speicher ist ein Protokoll zum Speichern von optischen Quantenzustände des Lichtes in atomaren Ensembles. Quantum-Speicher ist ein Schlüsselelement eines Quanten Repeater, die den Bereich der Quantenschlüsselverteilung verlängern kann. Wir skizzieren die Durchführung der Regelung, wenn in einem 3-Level-Atom-Ensemble realisiert. 

Serie: Gradient Echo Quantum Memory in Warm Atomic Vapor

Compact Quantum Dots for Single-molecule Imaging

Single-molecule imaging is an important tool for understanding the mechanisms of biomolecular function and for visualizing the spatial and temporal heterogeneity of molecular behaviors that underlie cellular biology 1-4. To image an individual molecule of interest, it is typically conjugated to a fluorescent tag (dye, protein, bead, or quantum dot) and observed with epifluorescence or total internal reflection fluorescence (TIRF) microscopy. While dyes and fluorescent proteins have been the mainstay of fluorescence imaging for decades, their fluorescence is unstable under high photon fluxes necessary to observe individual molecules, yielding only a few seconds of observation before complete loss of signal. Latex beads and dye-labeled beads provide improved signal stability but at the expense of drastically larger hydrodynamic size, which can deleteriously alter the diffusion and behavior of the molecule under study.
Quantum dots (QDs) offer a balance between these two problematic regimes. These nanoparticles are composed of semiconductor materials and can be engineered with a hydrodynamically compact size with exceptional resistance to photodegradation 5. Thus in recent years QDs have been instrumental in enabling long-term observation of complex macromolecular behavior on the single molecule level. However these particles have still been found to exhibit impaired diffusion in crowded molecular environments such as the cellular cytoplasm and the neuronal synaptic cleft, where their sizes are still too large 4,6,7.
Recently we have engineered the cores and surface coatings of QDs for minimized hydrodynamic size, while balancing offsets to colloidal stability, photostability, brightness, and nonspecific binding that have hindered the utility of compact QDs in the past 8,9. The goal of this article is to demonstrate the synthesis, modification, and characterization of these optimized nanocrystals, composed of an alloyed HgxCd1-xSe core coated with an insulating CdyZn1-yS shell, further coated with a multidentate polymer ligand modified with short polyethylene glycol (PEG) chains (Figure 1). Compared with conventional CdSe nanocrystals, HgxCd1-xSe alloys offer greater quantum yields of fluorescence, fluorescence at red and near-infrared wavelengths for enhanced signal-to-noise in cells, and excitation at non-cytotoxic visible wavelengths. Multidentate polymer coatings bind to the nanocrystal surface in a closed and flat conformation to minimize hydrodynamic size, and PEG neutralizes the surface charge to minimize nonspecific binding to cells and biomolecules. The end result is a brightly fluorescent nanocrystal with emission between 550-800 nm and a total hydrodynamic size near 12 nm. This is in the same size range as many soluble globular proteins in cells, and substantially smaller than conventional PEGylated QDs (25-35 nm).

We describe the preparation of colloidal quantum dots with minimized hydrodynamic size for single-molecule fluorescence imaging. Compared to conventional quantum dots, these nanoparticles are similar in size to globular proteins and are optimized for single-molecule brightness, stability against photodegradation, and resistance to nonspecific binding to proteins and cells.

Compact Quantum Dots für Einzelmolekül-Imaging

Single-molecule imaging is an important tool for  understanding the mechanisms of biomolecular function and for visualizing the  spatial and temporal ...

Forschung

Ingenieurwesen

Echo Particle Image Velocimetry

The transport of mass, momentum, and energy in fluid flows is ultimately determined by spatiotemporal distributions of the fluid velocity field.1 Consequently, a prerequisite for understanding, predicting, and controlling fluid flows is the capability to measure the velocity field with adequate spatial and temporal resolution.2 For velocity measurements in optically opaque fluids or through optically opaque geometries, echo particle image velocimetry (EPIV) is an attractive diagnostic technique to generate "instantaneous" two-dimensional fields of velocity.3,4,5,6 In this paper, the operating protocol for an EPIV system built by integrating a commercial medical ultrasound machine7 with a PC running commercial particle image velocimetry (PIV) software8 is described, and validation measurements in Hagen-Poiseuille (i.e., laminar pipe) flow are reported.
For the EPIV measurements, a phased array probe connected to the medical ultrasound machine is used to generate a two-dimensional ultrasound image by pulsing the piezoelectric probe elements at different times. Each probe element transmits an ultrasound pulse into the fluid, and tracer particles in the fluid (either naturally occurring or seeded) reflect ultrasound echoes back to the probe where they are recorded. The amplitude of the reflected ultrasound waves and their time delay relative to transmission are used to create what is known as B-mode (brightness mode) two-dimensional ultrasound images. Specifically, the time delay is used to determine the position of the scatterer in the fluid and the amplitude is used to assign intensity to the scatterer. The time required to obtain a single B-mode image, t, is determined by the time it take to pulse all the elements of the phased array probe. For acquiring multiple B-mode images, the frame rate of the system in frames per second (fps) = 1/&delta;t. (See 9 for a review of ultrasound imaging.)
For a typical EPIV experiment, the frame rate is between 20-60 fps, depending on flow conditions, and 100-1000 B-mode images of the spatial distribution of the tracer particles in the flow are acquired. Once acquired, the B-mode ultrasound images are transmitted via an ethernet connection to the PC running the PIV commercial software. Using the PIV software, tracer particle displacement fields, D(x,y)[pixels], (where x and y denote horizontal and vertical spatial position in the ultrasound image, respectively) are acquired by applying cross correlation algorithms to successive ultrasound B-mode images.10 The velocity fields, u(x,y)[m/s], are determined from the displacements fields, knowing the time step between image pairs, &Delta;T[s], and the image magnification, M[meter/pixel], i.e., u(x,y) = MD(x,y)/&Delta;T. The time step between images &Delta;T = 1/fps + D(x,y)/B, where B[pixels/s] is the time it takes for the ultrasound probe to sweep across the image width. In the present study, M = 77[&mu;m/pixel], fps = 49.5[1/s], and B = 25,047[pixels/s]. Once acquired, the velocity fields can be analyzed to compute flow quantities of interest.

An echo particle image velocimetry (EPIV) system capable of acquiring two-dimensional fields of velocity in optically opaque fluids or through optically opaque geometries is described, and validation measurements in pipe flow are reported.

The transport of mass, momentum, and energy in fluid flows is ultimately determined by spatiotemporal distributions of the fluid velocity field.1 ...

Nanofabrication of Gate-defined GaAs/AlGaAs Lateral Quantum Dots

A quantum computer is a computer composed of quantum bits (qubits) that takes advantage of quantum effects, such as superposition of states and entanglement, to solve certain problems exponentially faster than with the best known algorithms on a classical computer. Gate-defined lateral quantum dots on GaAs/AlGaAs are one of many avenues explored for the implementation of a qubit. When properly fabricated, such a device is able to trap a small number of electrons in a certain region of space. The spin states of these electrons can then be used to implement the logical 0 and 1 of the quantum bit. Given the nanometer scale of these quantum dots, cleanroom facilities offering specialized equipment- such as scanning electron microscopes and e-beam evaporators- are required for their fabrication. Great care must be taken throughout the fabrication process to maintain cleanliness of the sample surface and to avoid damaging the fragile gates of the structure. This paper presents the detailed fabrication protocol of gate-defined lateral quantum dots from the wafer to a working device. Characterization methods and representative results are also briefly discussed. Although this paper concentrates on double quantum dots, the fabrication process remains the same for single or triple dots or even arrays of quantum dots. Moreover, the protocol can be adapted to fabricate lateral quantum dots on other substrates, such as Si/SiGe.

This paper presents a detailed fabrication protocol for gate-defined semiconductor lateral quantum dots on gallium arsenide heterostructures. These nanoscale devices are used to trap few electrons for use as quantum bits in quantum information processing or for other mesoscopic experiments such as coherent conductance measurements.

Nanofabrication von Tor-definiert GaAs / AlGaAs Lateral Quantum Dots

A quantum computer is a computer composed of quantum bits (qubits) that takes advantage of quantum effects, such as superposition of states and ...

Analysis of Contact Interfaces for Single GaN Nanowire Devices

Single GaN nanowire (NW) devices fabricated on SiO2 can exhibit a strong degradation after annealing due to the occurrence of void formation at the contact/SiO2 interface. This void formation can cause cracking and delamination of the metal film, which can increase the resistance or lead to a complete failure of the NW device. In order to address issues associated with void formation, a technique was developed that removes Ni/Au contact metal films from the substrates to allow for the examination and characterization of the contact/substrate and contact/NW interfaces of single GaN NW devices. This procedure determines the degree of adhesion of the contact films to the substrate and NWs and allows for the characterization of the morphology and composition of the contact interface with the substrate and nanowires. This technique is also useful for assessing the amount of residual contamination that remains from the NW suspension and from photolithographic processes on the NW-SiO2 surface prior to metal deposition. The detailed steps of this procedure are presented for the removal of annealed Ni/Au contacts to Mg-doped GaN NWs on a SiO2 substrate.

A technique was developed that removes Ni/Au contact metal films from their substrate to allow for the examination and characterization of the contact/substrate and contact/NW interfaces of single GaN nanowire devices.

Die Analyse der Kontaktschnittstellen für Einzel GaN-Nanodraht-Geräte

Single GaN nanowire (NW) devices fabricated on SiO2 can exhibit  a strong degradation after annealing due to the  occurrence of void formation at the ...

Construction and Characterization of External Cavity Diode Lasers for Atomic Physics

Since their development in the late 1980s, cheap, reliable external cavity diode lasers (ECDLs) have replaced complex and expensive traditional dye and Titanium Sapphire lasers as the workhorse laser of atomic physics labs1,2. Their versatility and prolific use throughout atomic physics in applications such as absorption spectroscopy and laser cooling1,2 makes it imperative for incoming students to gain a firm practical understanding of these lasers. This publication builds upon the seminal work by Wieman3, updating components, and providing a video tutorial. The setup, frequency locking and performance characterization of an ECDL will be described. Discussion of component selection and proper mounting of both diodes and gratings, the factors affecting mode selection within the cavity, proper alignment for optimal external feedback, optics setup for coarse and fine frequency sensitive measurements, a brief overview of laser locking techniques, and laser linewidth measurements are included.

This is an instructional paper to guide the construction and diagnostics of external cavity diode lasers (ECDLs), including component selection and optical alignment, as well as the basics of frequency reference spectroscopy and laser linewidth measurements for applications in the field of atomic physics.

Konstruktion und Charakterisierung von External Cavity Diode Laser für die Atomphysik

Since their development in the late 1980s, cheap, reliable external cavity diode lasers (ECDLs) have replaced complex and expensive traditional dye and ...

Quantum State Engineering of Light with Continuous-wave Optical Parametric Oscillators

Engineering non-classical states of the electromagnetic field is a central quest for quantum optics1,2. Beyond their fundamental significance, such states are indeed the resources for implementing various protocols, ranging from enhanced metrology to quantum communication and computing. A variety of devices can be used to generate non-classical states, such as single emitters, light-matter interfaces or non-linear systems3. We focus here on the use of a continuous-wave optical parametric oscillator3,4. This system is based on a non-linear &#967;2 crystal inserted inside an optical cavity and it is now well-known as a very efficient source of non-classical light, such as single-mode or two-mode squeezed vacuum depending on the crystal phase matching. 
Squeezed vacuum is a Gaussian state as its quadrature distributions follow a Gaussian statistics. However, it has been shown that number of protocols require non-Gaussian states5. Generating directly such states is a difficult task and would require strong &#967;3 non-linearities. Another procedure, probabilistic but heralded, consists in using a measurement-induced non-linearity via a conditional preparation technique operated on Gaussian states. Here, we detail this generation protocol for two non-Gaussian states, the single-photon state and a superposition of coherent states, using two differently phase-matched parametric oscillators as primary resources. This technique enables achievement of a high fidelity with the targeted state and generation of the state in a well-controlled spatiotemporal mode.

We describe the reliable generation of non-Gaussian states of traveling optical fields, including single-photon states and coherent state superpositions, using a conditional preparation method operated on the non-classical light emitted by optical parametric oscillators. Type-I and type-II phase-matched oscillators are considered and common procedures, such as the required frequency filtering or the high-efficiency quantum state characterization by homodyning, are detailed.

Staatliche Ingenieur Quantum of Light mit Dauerwellen-Optische parametrische Oszillatoren

Engineering non-classical states of the electromagnetic field is a central quest for quantum optics1,2. Beyond their fundamental significance, such states ...

Selective Area Modification of Silicon Surface Wettability by Pulsed UV Laser Irradiation in Liquid Environment

The wettability of silicon (Si) is one of the important parameters in the technology of surface functionalization of this material and fabrication of biosensing devices. We report on a protocol of using KrF and ArF lasers irradiating Si (001) samples immersed in a liquid environment with low number of pulses and operating at moderately low pulse fluences to induce Si wettability modification. Wafers immersed for up to 4 hr in a 0.01% H2O2/H2O solution did not show measurable change in their initial contact angle (CA) ~75&#176;. However, the 500-pulse KrF and ArF lasers irradiation of such wafers in a microchamber filled with 0.01% H2O2/H2O solution at 250 and 65 mJ/cm2, respectively, has decreased the CA to near 15&#176;, indicating the formation of a superhydrophilic surface. The formation of OH-terminated Si (001), with no measurable change of the wafer&#8217;s surface morphology, has been confirmed by X-ray photoelectron spectroscopy and atomic force microscopy measurements. The selective area irradiated samples were then immersed in a biotin-conjugated fluorescein-stained nanospheres solution for 2 hr, resulting in a successful immobilization of the nanospheres in the non-irradiated area. This illustrates the potential of&#160;the method for selective area biofunctionalization and fabrication of advanced Si-based biosensing architectures. We also describe a similar protocol of irradiation of wafers immersed in methanol (CH3OH) using ArF laser operating at pulse fluence of 65 mJ/cm2 and in situ formation of a strongly hydrophobic surface of Si (001) with the CA of 103&#176;. The XPS results indicate ArF laser induced formation of Si&#8211;(OCH3)x compounds responsible for the observed hydrophobicity. However, no such compounds were found by XPS on the Si surface irradiated by KrF laser in methanol, demonstrating the inability of the KrF laser to photodissociate methanol and create -OCH3 radicals.

We report on a process of in situ alteration of HF treated Si (001) surface into a hydrophilic or hydrophobic state by irradiating samples in microfluidic chambers filled with&#160;H2O2/H2O solution (0.01%-0.5%) or methanol solutions using pulsed UV laser of a relative low pulse fluence.

Selektive Bereichsänderung des Siliziumoberfläche Benetzbarkeit durch gepulste UV-Laser-Bestrahlung in flüssigen Umgebung

The wettability of silicon (Si) is one of the important parameters in the technology of surface functionalization of this material and fabrication of ...

Silicon Metal-oxide-semiconductor Quantum Dots for Single-electron Pumping

As mass-produced silicon transistors have reached the nano-scale, their behavior and performances are increasingly affected, and often deteriorated, by quantum mechanical effects such as tunneling through single dopants, scattering via interface defects, and discrete trap charge states. However, progress in silicon technology has shown that these phenomena can be harnessed and exploited for a new class of quantum-based electronics. Among others, multi-layer-gated silicon metal-oxide-semiconductor (MOS) technology can be used to control single charge or spin confined in electrostatically-defined quantum dots (QD). These QD-based devices are an excellent platform for quantum computing applications and, recently, it has been demonstrated that they can also be used as single-electron pumps, which are accurate sources of quantized current for metrological purposes. Here, we discuss in detail the fabrication protocol for silicon MOS QDs which is relevant to both quantum computing and quantum metrology applications. Moreover, we describe characterization methods to test the integrity of the devices after fabrication. Finally, we give a brief description of the measurement set-up used for charge pumping experiments and show representative results of electric current quantization.

The fabrication process and experimental characterization techniques relevant to single-electron pumps based on silicon metal-oxide-semiconductor quantum dots are discussed.

Silicium-Metall-Oxid-Halbleiter-Quantenpunkte für Einzelelektronen Pumping

As mass-produced silicon transistors have reached the nano-scale, their behavior and performances are increasingly affected, and often deteriorated, by ...

Experimental Procedure for Warm Spinning of Cast Aluminum Components

High performance, cast aluminum automotive wheels are increasingly being incrementally formed via flow forming/metal spinning at elevated temperatures to improve material properties. With a wide array of processing parameters which can affect both the shape attained and resulting material properties, this type of processing is notoriously difficult to commission. A simplified, light-duty version of the process has been designed and implemented for full-size automotive wheels. The apparatus is intended to assist in understanding the deformation mechanisms and the material response to this type of processing. An experimental protocol has been developed to prepare for, and subsequently perform forming trials and is described for as-cast A356 wheel blanks. The thermal profile attained, along with instrumentation details are provided. Similitude with full-scale forming operations which impart significantly more deformation at faster rates is discussed.

An experimental protocol for instrumented warm rotary forming of cast aluminum alloys employing a bespoke industrially scaled apparatus is presented. Experimental considerations including thermal and mechanical effects are discussed, as well as similitude with full-scale processing of automotive wheels.

Experimentelles Verfahren für Warm Spinnen von Aluminium-Gussbauteilen

High performance, cast aluminum automotive wheels are increasingly being incrementally formed via flow forming/metal spinning at elevated temperatures to ...

Measurement of Quantum Interference in a Silicon Ring Resonator Photon Source

Silicon photonic chips have the potential to realize complex integrated quantum information processing circuits, including photon sources, qubit manipulation, and integrated single-photon detectors. Here, we present the key aspects of preparing and testing a silicon photonic quantum chip with an integrated photon source and two-photon interferometer. The most important aspect of an integrated quantum circuit is minimizing loss so that all of the generated photons are detected with the highest possible fidelity. Here, we describe how to perform low-loss edge coupling by using an ultra-high numerical aperture fiber to closely match the mode of the silicon waveguides. By using an optimized fusion splicing recipe, the UHNA fiber is seamlessly interfaced with a standard single-mode fiber. This low-loss coupling allows the measurement of high-fidelity photon production in an integrated silicon ring resonator and the subsequent two-photon interference of the produced photons in a closely integrated Mach-Zehnder interferometer. This paper describes the essential procedures for the preparation and characterization of high-performance and scalable silicon quantum photonic circuits.

Silicon photonic chips have the potential to realize complex integrated quantum systems. Presented here is a method for preparing and testing a silicon photonic chip for quantum measurements.