We thank Ji Liu and Wen Xu for involving in the experimental setup. Le Luo is a member of the Indiana University Center for Spacetime Symmetries (IUCSS). This work was supported by IUPUI and IUCRG.

Hinweis: Dieses Protokoll erfordert eine Eigenbau ultrakalten Atom Vorrichtung mit folgenden Ausstattung: zwei externem Hohlraum Diodenlaser (ECDL), ein Verriegelungsaufbau für die ECDL Offset - Frequenz 10 blockiert, ein Faserlaser für den ODT, ein AOM für Laserintensitätsmodulation ein Hochfrequenz (HF) -Antenne System mit einem Quellengenerator und einem Leistungsverstärker, ein Absorptions-Abbildungssystem mit einer CCD-Kamera, ein Computerprogramm zum Sequenz und Datenerfassung (DAQ), ein Computerprogramm zur Bildverarbeitung und Datenanalyse-Timing, ein Paar von Elektromagneten für den MOT und Vormagnetisierungsfelder und eine Ultrahochvakuumkammer langsamer einen 6 Li und Dampfofen eines Zeeman einschließlich (in 1 gezeigt). Achtung: Drei Laser unterschiedlicher Kräfte und Wellenlängen verwendet. Bitte beachten Sie die entsprechenden Laser-Sicherheitsdatenblätter und wählen die richtigen Laserschutzbrillen. 1. Timing-Control HINWEIS: Alle Zeittaktsequenzen durch einen Kanal 128 PCI DAQ-Karte über ein Zeitsteuerprogramm gesteuert werden. Die Auflösung der Zeitsequenz ist 100 us. Mehrere Steuerprogramme Instrumentierungs die Einstellungen der Instrumente, wie beispielsweise Faserlaser beliebigen Funktionsgenerator (AFG), ODT AFG, willkürlichen Impulsgenerator (APG), parametrischer Modulations AFG, MOT Multiplexer, HF - Generator, usw. zu steuern , verwendet. <ol><li> Öffnen Sie das Timing-Steuerprogramm und die Steuerprogramme für die Instrumente. HINWEIS: Das Zeitsteuerprogramm sendet TTL (Transistor-Transistor-Logik) Signale an die Steueranschlüsse für den Betrieb der Zeitsteuerdateien. Einige Instrumente sind mit dem Computer durch GPIB (IEEE 488) für die Echtzeitsteuerung. </li><li> Schreiben die experiment Zeitdatei und stellen Sie die Timing - Parameter , wie in Tabelle 1 aufgelistet. HINWEIS: Die nach MOT Zeitsequenz auch durch Figur 2 veranschaulicht ist. </li></ol&gt; 2. CCD-Kamera Vorbereitung HINWEIS: Die CCD-Kamera wird verwendet, um die Absorption Abbildung der kalten Atom aufzuzeichnen, die das Hauptdiagnosewerkzeug von kalten Atomen ist. <ol><li> Schalten Sie den CCD-Kamera-Treiber und dessen Steuerprogramm. Stellen Sie die CCD - Kamera auf Particle Image Velocimetry (PIV) Modus 11. Stellen Sie die CCD-Belichtungszeit 5 ms. HINWEIS: PIV-Modus reduziert die Zeit zwischen dem Signal und dem Referenzrahmen, der das Signal-zu-Rausch-Verhältnis des Absorptionsabbildungs ​​erhöht. </li><li> Einen externen Trigger die CCD Belichtung steuern HINWEIS: Die CCD - Triggerzeit ist in Tabelle 1 aufgeführt. </li></ol> 3. 671 nm Laser Herstellung ANMERKUNG: Eine 671 nm Einfrequenz ECDL mit 500 mW Ausgangsleistung wird verwendet, um die Kühlung und MOT Trapping Strahlen zu erzeugen. Eine weitere 671 nm ECDL von 35 mW ist für die Absorption Bildgebung verwendet. Ein digitaler Laserstrom-Modulationsverfahren (DLCM)wird für die Laserfrequenzstabilisierung 10 angelegt. Die damit verbundenen 6 Li Energieniveaus sind in 3a gezeigt. Stabilität bei Raumtemperatur von 20 ± 1 ° C ist für die optimale Stabilität der Laserfrequenzverriegelung erforderlich. <ol><li> MOT Laser Vorbereitung HINWEIS: Der optische Aufbau und relevante Ergebnisse der DLCM Methode wird in Referenz 10 dargestellt. <ol><li> Schalten Sie die 6 Li Atomdampfzelle Heizung und erwärmen es bis zu 340 ° C. </li><li> Sich aufzuwärmen den Laser Verriegelungs AOM für 1 h. </li><li> Schalten Sie die Laserfrequenz Sperr-Steuerung und öffnet seine Software. Schalten Sie den Laser-Gitter und eine Strommodulation des ECDL in der Software. HINWEIS: Die Modulationsfrequenz und die Amplitude der Gittermodulation bis 5 Hz und 1,0 V festgesetzt. Die Modulationsfrequenz und die Amplitude der Strommodulation auf 100 kHz und 0,0015 V pp gesetzt bzw. die Laser - Linienbreite zu reduzieren , 10. </li><li> Schalten Sie die ECDL-Emission. HINWEIS: Das Laserlicht durchläuft den optischen Aufbau MOT und erreicht das Experiment Vakuumkammer. </li><li> Leicht den Strom des Lasers ECDL manuelle Einstellung der Laserfrequenz abzustimmen , bis das Lock-in - Fehlersignal der D 6 Li 2 Linie beobachtet wird, wie in 3b gezeigt. </li><li> Stellen Sie den Verriegelungspunkt in der Steuerungssoftware auf das 2 2 S 1/2 (F = 3/2) → 2 2 P 3/2 Übergang (siehe Figuren 3a, 3b). Dann verriegeln die Laserfrequenz zu diesem Übergang, und stellen den Verriegelungspunkt an der Mitte des Übergangs 10. Hinweis: Wenn die Laserfrequenz verriegelt ist, das Lock-in-Fehlersignal zeigt eine geringe Schwankung in der Punkt-Verriegelung auf die Frequenzschwankung um den Verriegelungspunkt entspricht. </li></ol></li><li> Imaging Laser Vorbereitung HINWEIS: Die optische Einrichtung und relevante Ergebnisse des Versatzes Verriegelungsverfahren sind in Referenz 10 dargestellt. <ol><li> Schalten Sie den Offset Verriegelungs HF-Signalgenerator. </li><li> Schalten auf der Modulation des Gitters, und erhöht die Modulationsamplitude auf 2 V. </li><li> Wiederholen Sie den Frequenzabstimmungsprozess in 3.1.4.-3.1.5. das Laserfrequenz schlagendes Fehlersignal in dem Oszilloskop und das HF-Spektrumanalysator zu erhalten. </li><li> Verriegeln der Laserfrequenz, um das schlagende Signal des Offset-Verriegelung durch zwei PID-Rückkopplungsmodule. Hinweis: Wenn die Laserfrequenz gesperrt ist, wird das Spektrum des schlagenden Signals in dem HF-Spektrum an der Sperrstelle zu stoppen. </li></ol></li></ol> 4. Absorption Imaging Vorbereitung HINWEIS: Die Atome mit Absorptionsabbildungs ​​sondiert werden, die zwei Bildrahmen benötigt. Der erste mit den Atomen, ist der Signalrahmen, und die zweiten ohne Atom wird der Referenzrahmen. <ol><li> Schalten Sie ein APGund der Abbildungsstrahl AOM. </li><li> Stellen Sie die Bildgebungspulsdauer 10 us, und stellen Sie die Trennzeit zwischen den beiden Bildrahmen auf 5,5 ms. </li><li> Stellen Sie die Abbildungsstrahlenintensität bis etwa 0,3 I sat, wo I sat = 2,54 mW / cm 2 die gesättigte Absorptionsintensität der 6 Li 2 D online ist. </li></ol> 5. Kühl Atome mit MOT HINWEIS: MOT ist ein weit verbreitetes Kühlverfahren in ultrakalten Atomen Experimenten. In diesem Abschnitt erzeugt ein MOT von etwa einer Milliarde 6 Li - Atome bei etwa 300 uK. <ol><li> Langsam Atom Quelle <ol><li> Schalten Sie den Ofen Heizungen. </li><li> Nachdem die Ofentemperaturen der Betriebsbereich (siehe Tabelle 2) erreichen, schalten die Kühllüfter für den Zeeman langsamer. Dann erhöht langsam den Strom des langsamer auf 9,2 A. Schalten Sie den Strom von den beiden Spulen crossover bis 7 A 1 und A jeweils. HINWEIS:Die Temperaturverteilung des Ofens in Tabelle 2 aufgelistet ist , zur Kollimation und die Lebensdauer der Atomquelle optimiert 12. Die Lage des Heizelemente auf dem Ofen ist in Abbildung 4 dargestellt. </li><li> Freigeben des Zeeman langsamen Laserstrahl manuell durch die Atomverschlußöffnungs. Stellen Sie die Frequenz des Laserstrahls zu 192 MHz red-verstimmt mit dem 2 2 S 1/2 (F = 3/2) → 2 2 P 3/2 Übergang. HINWEIS: Mit dieser Einstellung wird die Geschwindigkeit der Atome von 1,400 m / s bis 100 m / s verlangsamt. Der Zeeman langsamer ist in 5 gezeigt. </li></ol></li><li> Magnetfeldgradienten ANMERKUNG: Diese Vorrichtung verwendet ein Paar von Spulen durch einen H-Brückenschaltkreis gesteuert, um entweder einen Anti-Helmholtz oder Helmholtz Magnetfeld zu erzeugen. Die Spulen sind wassergekühlte eine Überhitzung zu verhindern. <ol><li> drehen sich langsam auf der Wasserdurchfluss bis 6 gal / min. </li><li>Stellen Sie die H-Brücke für die anti-Helmholtz Magnetfeldkonfiguration durch das Zeitsteuerprogramm mit der MOT Ladezeitdatei ausgeführt wird. </li><li> Schalen Sie die Stromversorgungen Magneten und stellen Sie den Strom von jeder Spule auf etwa 18 A über sein Steuerprogramm, das einen Magnetfeldgradienten von etwa 22 G / cm für den MOT schafft. ANMERKUNG: Eine statische MOT wird im Experimentierraum beobachtet, nachdem der Magnetfeldgradient eingeschaltet ist. </li></ol></li><li> dynamische MOT HINWEIS: Der optische Aufbau der 6 Li MOT enthält drei Paare von entgegengesetzt ausbreitenden Strahlen MOT mit allen Paaren orthogonal zueinander. Jeder Strahl MOT umfasst einen Kühlstrahl und einen Strahl Umpumpen. Die Intensitäten und Frequenz Verstimmungen der Strahlen, die durch AOMs gesteuert werden, sind vielfältig für die drei Phasen. Die Steuerspannungen der AOMs werden über Multiplexerschaltungen befohlenen durch ein Zeitsteuersystem eingestellt. Die Parameter für die drei Phasen sind in Tabelle 3 aufgeführt. Die optische layaus den MOT - Strahlen wird in Abbildung 6 gezeigt. <ol><li> Last, kompiliert und das Experiment Timing-Datei in dem Timing-Steuerprogramm auf einer Schleife mit der Software-Steuerung ausgeführt werden. Das Experiment beginnt mit der Timing MOT Ladephase. Überwachen des MOT Fluoreszenzsignal in dem Photodetektor 2 V zu erreichen, die etwa 10 9 Atome in der MOT anzeigt. HINWEIS: Die Fluoreszenz des MOT wird durch eine Linse mit einem räumlichen Winkel von etwa 10 -4 rad gesammelt. Die Ladephase 13 Atomzahl kann durch das Verfahren in Referenz berechnet werden. </li><li> Verwenden des optischen Verschluss die Verlangsamung Strahl zu blockieren, bevor die Ladephase endet. HINWEIS: Der Zeitpunkt der Verlangsamung Strahlblende ist auch unter der Steuerung des Experimentes Timing, die in Tabelle 1 aufgeführt ist. </li><li> Set Intensitäten und Frequenzverstimmungen der MOT Laserstrahlen nach Tabelle 3 für die Abkühlphase. HINWEIS: Nach der Abkühlphase, die Temperatur derMOT wird auf etwa 300 uK reduziert. </li><li> Für die Pumpphase, Programmdatei des Experiment der Umpumpen Balken mit dem AOM auszuschalten Timing. HINWEIS: Die Pumpphase Pumpen alle Atome in den niedrigsten Hyperfein- Staaten 2 2 S 1/2 (F = 1/2). </li><li> Dreht die MOT Strahl ab und verschieben die Laserfrequenz 30 MHz unterhalb der atomaren Übergangsresonanz durch AOM, und blockiert die Leckage von Licht von dem AOMs mit optischen Verschlüssen. HINWEIS: Nach der MOT Stufe jede Leckage des resonanten Lichts auf die Atomwolke in Atom Verlust führen wird. Der Zeitpunkt der AOM - Steuerung und MOT Strahlverschluss werden alle in Tabelle 1 aufgeführt. </li><li> Nach dem dynamisch MOT das Abbildungsrahmen von der Kamera erfassen. Holen Sie sich die Absorptions Abbildung des MOT. HINWEIS: Die Ordnungszahl des MOT etwa 10 7 nach der Pumpphase ist. Eine typische Absorptionsbild des MOT ist in 7a gezeigt. </li></ol></li></ol> &lt;p class = &quot;jove_title&quot;&gt; 6. Herstellung eines ultrakalten Gas Fermi mit ODT <ol><li> Optische Dipolfalle HINWEIS: ODT ist das Hauptwerkzeug ultrakalten Fermigase zu erzeugen. Um einen tiefen ODT, einen Faserlaser mit 100 W Emissionsleistung bei 1064 nm Wellenlänge verwendet wird, zu erzeugen. Die Einrichtung von ODT ist in 8 gezeigt. <ol><li> Schalten Sie den Wasserstrom zur Kühlung der Laserstrahl-Dumps. </li><li> Stellen Sie die ODT AOM-Steuerspannung manuell auf 1 V. Schalten Sie den Faserlaser mit 13 W Emissionsleistung. </li><li> Überprüfen Sie die ODT-Optik mit einem Infrarot-Lichtprojektor, und entfernen Sie den Staub mit Argongasstrom. HINWEIS: Staub auf der Optik kann das räumliche Profil des ODT ändern und verursacht Instabilität des ODT. </li><li> Befehl, um den Faserlaser AFG einen Laserimpuls über das AFG Steuerprogramm zu erzeugen. HINWEIS: Der Ausgang des Laserimpulses wird durch das Experiment Zeitpunkt ausgelöst, und die Startzeit dieses Impulses wird auf 14 ms vor dem Ende der Ladephase MOT eingestellt. die pulse Ablaufsteuerung ist in Figur 1, und die Zeitsteuerung ist in Tabelle 1 aufgeführt gezeigt. </li><li> manuell die ODT AOM-Steuerspannung bis 8 V (80% der HF-Leistung gesättigt). HINWEIS: Die maximale HF-Leistung von dem AOM Treiber sollte zu 80% der gesättigten Leistung begrenzt werden, um den thermischen Linseneffekt zu reduzieren. </li><li> Erwerben Sie die Absorptionsbilder der MOT und ODT von der Kamera. HINWEIS: Überprüfen Sie die Überlappung der MOT und ODT durch ihre Absorption Bildgebung. 7b zeigt typische Absorptionsbilder des MOT und ODT, respectively. </li></ol></li><li> Vormagnetisierungsfeld und Spin Mischen HF-Feld ANMERKUNG: Um ein interagierendes Fermigas, ein Vormagnetisierungsfeld in der vertikalen Richtung zu erzeugen zum Abstimmen aufgebracht wird die s -Welle Streulänge. <ol><li> Stellen Sie die H-Brücke in dem Experiment Zeitprogramm, so dass die Magnetfeldkonfiguration ändert sich von anti-Helmholtz zu Helmholtz. HINWEIS: Der HelmHoltz Spulen erzeugen das Vormagnetisierungsfeld für interatomare Wechselwirkung tuning. </li><li> Stellen Sie das Vormagnetisierungsfeld auf 330 G in Kanal 2 und 527,3 G in Kanal 3 des Magneten Steuerprogramm. </li><li> Programmieren des Experimentes-Sequenzzeitsteuerung des Magnetfelds von 0 G bis 330 G kehren, nachdem die MOT ausgeschaltet wird. Hinweis: Dieses Magnetfeld Sweep bereitet eine schwach wechselwirkenden 6 Li Fermigas für Standard - Verdampfungskühlung. </li><li> Programm eine Magnetfeldsweep von 330 G bis 527 G für einen nicht wechselwirkenden Fermigas 14. HINWEIS: Die Magnetfeld-Sequenz aus 6.2.1-6.2.4. ist in Abbildung 1, und die Zeitsteuerung ist in Tabelle 1 gezeigt. </li><li> Anwenden eines verrauschten HF - Impuls eine 50:50 Mischung der beiden niedrigsten Hyperfein- Staaten 2 2 S 1/2 (F = 1/2, F = m ± 1/2) von 6 Li zu schaffen. </li><li> Tune der verriegelte Laserfrequenz resonant mit den Atomen, an527,3 g (entsprechend dem Übergang 2 2 S 1/2 (F = 1/2, M F = -1/2) → 2 2 P 3/2 auf dem niedrigen Magnetfeld) durch die Ausgangsfrequenz des HF - Signals zu ändern Generator. HINWEIS: Die Resonanzfrequenz maximiert die Atomzahl des Absorptionsbildgebung, die verwendet wird, die Frequenzeinstellung zu führen. Nur die Spin-down-Atome abgebildet werden die Atomwolke zu präsentieren, weil die 50:50 Spin Mischungen für das Experiment verwendet werden. </li></ol></li><li> Verdunstungskühlung durch Trap-Senkung HINWEIS: Eine Standard - Verdampfungskühlung verwendet wird , um die fermionischen Atome von 6 Li in der Nähe des degenerierten Regime zu kühlen. Die erste Stufe der Verdampfungskühlung wird durch den Impuls des Faserlasers gesteuert, und der zweite durch den ODT AOM gesteuert wird. Die nahezu degenerierten Fermigas werden als Probe für parametrische Kühlung verwendet werden. <ol><li> Starten Sie die erste Stufe der Verdampfungskühlung with die Steuersoftware von der Faserlaserleistung pulsiert, die die Fallentiefe des ODT an U 0, dann zurück auf 0,1 U 0 erhöht (U 0 ist die volle Fallentiefe mit der Laserleistung von 100 W). Die Gesamtzeit dieser Phase beträgt 0,5 s. HINWEIS: Die Dauer Impuls an U 0 entspricht , sollte auf 0,5 s begrenzt sein , um den thermischen Lensing - Effekt zu vermeiden. </li><li> Programm , das ODT AOM mit einer exponentiellen Kurve , wie in Abbildung 1 dargestellt. Nach der ersten Stufe der Verdampfungskühlung beendet ist, wartet 30 ms, und dann die zweite Stufe der Verdampfungskühlung zunächst die Fallentiefe von 0,1 U 0 bis 0,01 U 0 durch den ODT AOM senken. Die Gesamtzeit dieser Phase beträgt 1,5 s. </li><li> Erwerben die Absorptions Abbildung der kalten Atom nach der Verdampfungskühlung. HINWEIS: Ungefähr 10 5 Atomen in der ODT nach dem Verdampfungskühlung verbleiben, die sich von der berechnet werden kann ,Absorptionsbild. </li></ol></li></ol> 7. Parametric Cooling <ol><li> Trap Tiefe Modulation <ol><li> Warte 100 ms nach der magnetischen Schleife zu 527,3 G. moduliert die Fallentiefe mit dem ODT AOM von U (t m) = 0,01 U 0 (1 + δ cos (ω m t m)), wobei δ ist die Modulationstiefe und ω m die Modulationsfrequenz ist . Stellen Sie die Modulationszeit t m in dem parametrisch Modulation AFG Steuerprogramm. Die zeitliche Abfolge der Modulation ist in Abbildung 1 dargestellt. Hinweis: Dies ist der wichtigste Schritt parametrische Kühlung zu implementieren. </li><li> Programmieren Sie die APG die Atome von der ODT zu lösen, indem abrupt die Trapping-Strahlen. Lassen Sie das Gas ballistisch für 300 &amp; mgr; s erweitert vor der Absorption Imaging Anwendung. HINWEIS: Die ballistische Expansion wird mit TOF Absorption Bildgebung verwendet, um die tempe zu erhaltenrature der kalten Atome. </li><li> Erwerben das Absorptionsbild der kalten Atome nach parametrischer Kühlung. </li></ol></li><li> Zeitabhängigkeit Mess HINWEIS: In unserer bisherigen Arbeit 7, fanden wir die optimierte Frequenz der parametrischen Kühlung 1,45 x ω ist, wobei ω x die radiale Trapping Frequenz von ODT bei 0,01 U 0. Unter Verwendung dieser Frequenz kann man selektiv hochenergetischer Atome entlang der axialen Richtung entfernen. <ol><li> Stellen Sie die Modulationstiefe &amp; delta; = 0,5 über das parametrische Modulations AFG Steuerprogramm. </li><li> Verwenden der externe Triggersteuerfunktion der Parametermodulation AFG von 0 bis 600 ms die Modulationszeit zu ändern durch die Modulationszykluszahl variiert wird. HINWEIS: Bei der Modulation der Zeit des zunehmend, wird die Größe der Atomwolke reduziert werden, insbesondere die axiale Richtung. Die entsprechenden Ergebnisse sind in 9 gezeigt. </li&gt; <li> Erwerben die Abbildungsrahmen von der Kamera. Speicher und die Bilder durch das CCD-Steuerprogramm analysieren. </li></ol></li></ol>

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	<li>Petrich, W., Anderson, M. H., Ensher, J. R., Cornell, E. A. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Stable,+tightly+confining+magnetic+trap+for+evaporative+cooling+of+neutral+atoms.">Stable, tightly confining magnetic trap for evaporative cooling of neutral atoms.</a> Phys. Rev. Lett. 74 (17), 3352 (1995).</li><li>Ketterle, W., Druten, N. J. V., Bederson, B., Walther, H., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Evaporative+cooling+of+trapped+atoms.">Evaporative cooling of trapped atoms.</a> Advances in Atomic, Molecular, and Optical Physics. 37, 181-236 (2003).</li><li>Truscott, A. G., Strecker, K. E., McAlexander, W. I., Partridge, G. B., Hulet, R. G. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Observation+of+Fermi+pressure+in+a+gas+of+trapped+atoms.">Observation of Fermi pressure in a gas of trapped atoms.</a> Science. 291 (5513), 2570-2572 (2001).</li><li>DeMarco, B., Jin, D. S. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Onset+of+Fermi+degeneracy+in+a+trapped+atomic+gas.">Onset of Fermi degeneracy in a trapped atomic gas.</a> Science. 285 (5434), 1703-1706 (1999).</li><li>Granade, S. R., Gehm, M. E., O'Hara, K. M., Thomas, J. E. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=All-optical+production+of+a+degenerate+Fermi+gas.">All-optical production of a degenerate Fermi gas.</a> Phys. Rev. Lett. 88 (12), 120405 (2002).</li><li>Luo, L., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Evaporative+cooling+of+unitary+Fermi+gas+mixtures+in+optical+traps.">Evaporative cooling of unitary Fermi gas mixtures in optical traps.</a> New J. Phys. 8 (9), 213 (2006).</li><li>Li, J., Liu, J., Xu, W., de Melo, L., Luo, L. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Parametric+cooling+of+a+degenerate+Fermi+gas+in+an+optical+trap.">Parametric cooling of a degenerate Fermi gas in an optical trap.</a> Phys. Rev. A. 93 (4), 041401 (2016).</li><li>Poli, N., Brecha, R. J., Roati, G., Modugno, G. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Cooling+atoms+in+an+optical+trap+by+selective+parametric+excitation.">Cooling atoms in an optical trap by selective parametric excitation.</a> Phys. Rev. A. 65 (2), 021401 (2002).</li><li>Kumakura, M., Shirahata, Y., Takasu, Y., Takahashi, Y., Yabuzaki, T. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Shaking-induced+cooling+of+cold+atoms+in+a+magnetic+trap.">Shaking-induced cooling of cold atoms in a magnetic trap.</a> Phys. Rev. A. 68 (2), 021401 (2003).</li><li>Li, J., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Sub-megahertz+frequency+stabilization+of+a+diode+laser+by+digital+laser+current+modulation.">Sub-megahertz frequency stabilization of a diode laser by digital laser current modulation.</a> Appl. Opt. 54 (13), 3913-3917 (2015).</li><li>Hamamatsu Photonics Deutschland GmbH. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=.">.</a> HiPic user manual. , (2016).</li><li>Luo, L. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=.">.</a> Entropy and superfluid critical parameters of a strongly interacting Fermi gas [Ph.D. thesis]. , (2008).</li><li>Ries, M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=.">.</a> A magneto-optical trap for the preparation of a three-component Fermi gas in an optical lattice [Diploma thesis]. , (2010).</li><li>Bartenstein, M., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Precise+determination+of+6Li+cold+collision+parameters+by+radio-frequency+spectroscopy+on+weakly+bound+molecules.">Precise determination of 6Li cold collision parameters by radio-frequency spectroscopy on weakly bound molecules.</a> Phys. Rev. Lett. 94 (10), 103201 (2005).</li><li>Gaunt, A. L., Schmidutz, T. F., Gotlibovych, I., Smith, R. P., Hadzibabic, Z. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Bose-Einstein+condensation+of+atoms+in+a+uniform+potential.">Bose-Einstein condensation of atoms in a uniform potential.</a> Phys. Rev. Lett. 110 (20), 200406 (2013).</li><li>Bruce, G. D., Bromley, S. L., Smirne, G., Torralbo-Campo, L., Cassettari, D. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Holographic+power-law+traps+for+the+efficient+production+of+Bose-Einstein+condensates.">Holographic power-law traps for the efficient production of Bose-Einstein condensates.</a> Phys. Rev. A. 84 (5), 053410 (2011).</li><li>Roy, R., Green, A., Bowler, R., Gupta, S. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Rapid+cooling+to+quantum+degeneracy+in+dynamically+shaped+atom+traps.">Rapid cooling to quantum degeneracy in dynamically shaped atom traps.</a> Phys. Rev. A. 93 (4), 043403 (2016).</li><li>Bukov, M., D'Alessio, L., Polkovnikov, A. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Universal+high-frequency+behavior+of+periodically+driven+systems:+from+dynamical+stabilization+to+Floquet+engineering.">Universal high-frequency behavior of periodically driven systems: from dynamical stabilization to Floquet engineering.</a> Adv. Phys. 64 (2), 139-226 (2015).</li></ol>

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Wir stellen ein experimentelles Protokoll für parametrische Kühlung eines nicht wechselwirkenden Fermi Gases in einer gekreuzten Strahl optische Falle. Die kritischen Schritte dieses Protokolls sind: Erstens, die optisch eingefangen Fermi Gas zu der degenerierten Temperatur gekühlt werden muss, in unmittelbarer Nähe des Fallentiefe verringert wird. Zweitens wird eine Modulationsfrequenz gewählt, die mit der anharmonischen Komponente des Fallenpotential resonant ist. Drittens wird die Intensität des modulierten Str...

In den letzten zwei Jahrzehnten wurden zur Erzeugung von Bose-Einstein - Kondensaten (BEC) und degenerieren Fermigase (DFG) aus heissem Atomdämpfen 1, 2, 3, 4, 5 verschiedene Kühlverfahren entwickelt. BEC und DFG sind neue Phasen der Materie, die in extrem niedrigen Temperaturen existieren, in der Regel ein Millionstel Grad über dem absoluten Nullpunkt der Temperatur, die weit unter denen normalerweise auf der Erde oder im Weltraum gefunden. Zur Erzielung solch niedrigen Temperaturen, verlassen sich die meisten Kühlverfahren auf das Fallenpotential Absenken verdunstungsgekühltem die Atome zu kühlen. Jedoch nimmt die Absenkung Schema auch die Kollisionsrate der Atome, die den Kühlwirkungsgrad begrenzt , wenn das Gas die Quantenregime 6 erreicht. In diesem Artikel stellen wir ein „Austreiben“ Verfahren zur Verdampfung eines ultrakalten Fermi-Gas in einem ODT zu kühlen, ohneAbsenken der Fallentiefe. Dieses Verfahren basiert auf unserer Studie parametrischen 7 Abkühlen mehrere Vorteile im Vergleich zu den Senken Schemata 7, 8, 9 zeigt. Die Schlüsselidee des parametrischen Schemas ist die Anharmonizität des gekreuzt-beam ODT eingesetzt werden, die die heißeren Atome in der Nähe der Kante des Trapping-Potentials Frequenzen fühlen die untere Fang macht als die kälteren Atom in der Mitte. Dies ermöglicht die heißeren Anharmonizität Atome selektiv aus der Falle ausgestoßen werden, wenn das Fallenpotential bei Frequenzen resonant mit den Hochenergie-Atomen zu modulieren. Das experimentelle Protokoll parametrischer Kühlung erfordert eine vorgekühlte nicht wechselwirkende Fermi Gas in der Nähe der degenerierten Temperatur. Um dieses Protokoll zu implementieren, ein akustooptischer Modulator (AOM) wird verwendet, um die Intensität der Strahlen, die durch Einfangen controllin zu moduliereng die Modulationsfrequenz, Tiefe und Zeit. Um zu verifizieren, ist die Kühlwirkung, die Atomwolke durch Absorption von Abbildungs ​​time-of-flight (TOF) sondiert, wobei ein Resonanz Laserstrahl die Atomwolke und die Absorptions shadow beleuchtet wird durch eine ladungsgekoppelte Vorrichtung (CCD) Kamera aufgenommen. Die Trübungseigenschaften, wie beispielsweise die Atomzahl, die Energie und Temperatur werden durch die Säulendichte bestimmt. Um die Kühlwirkung zu charakterisieren, messen wir die Abhängigkeit der Energien Wolke auf den verschiedenen Modulationszeiten.

<table><tbody><tr><td>500 mW 671 nm ECDL</td><td>Toptica</td><td>TA Pro</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>35 mW 671 nm ECDL</td><td>Toptica</td><td>DL-100</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>671 nm AOM</td><td>Isomet</td><td>1206C</td><td>Quantity: 3</td></tr><tr><td>671 nm AOM Driver</td><td>Isomet</td><td>630C-110</td><td>Quantity: 3</td></tr><tr><td>100 W 1,064 nm CW laser</td><td>IPG photonics</td><td>YLR-100-1064-LP</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>1,064 nm AOM</td><td>IntraAction</td><td>ATM-804DA6B&amp;nbsp;</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>1,064 nm AOM Driver</td><td>IntraAction</td><td>ME-805EH&amp;nbsp;</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>Arbitrary Function Generator</td><td>Agilent&amp;nbsp;</td><td>33120A</td><td>Quantity: 3</td></tr><tr><td>Digital I/O Board</td><td>United Electronic Industries</td><td>PD2-DIO-128</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>System Design Platform</td><td>National Instruments</td><td>LabVIEW</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>Analog Voltage Output Device</td><td>Measurement Computing</td><td>USB-3104</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>CCD Camera</td><td>Hamamatsu</td><td>Orca R2</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>Arbitrary Pulse Generator</td><td>Quantum Composer</td><td>9618+</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>Analog Voltage Output Device</td><td>Measurement Computing</td><td>USB-3104</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>20 A power supply</td><td></td><td></td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>10 A power supply</td><td></td><td></td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>120 A power supply</td><td></td><td></td><td>Quantity: 2</td></tr><tr><td>Cooling Fans</td><td></td><td></td><td>Quantity: depends on apparatus design</td></tr><tr><td>671 nm Mirrors</td><td></td><td></td><td>Quantity: depends on apparatus design</td></tr><tr><td>671 nm Half-wave Plate</td><td></td><td></td><td>Quantity: depends on apparatus design</td></tr><tr><td>671 nm Quarter-wave Plate</td><td></td><td></td><td>Quantity: depends on apparatus design</td></tr><tr><td>500 mW Beam Shutter</td><td></td><td></td><td>Quantity: depends on apparatus design</td></tr><tr><td>671 nm Lenses</td><td></td><td></td><td>Quantity: depends on apparatus design</td></tr><tr><td>Faraday Isolator</td><td></td><td></td><td>Quantity: 2, one for each ECDL</td></tr><tr><td>671 nm Polarizing Beam Splitter</td><td></td><td></td><td>Quantity: depends on apparatus design</td></tr><tr><td>Photodetector</td><td>Thorlabs</td><td>SM05PD1A</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>Multiplexer&amp;nbsp;</td><td>Analog Devices</td><td>ADG409</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>Multiplexer&amp;nbsp;</td><td>Analog Devices</td><td>ADG408</td><td>Quantity: 2</td></tr><tr><td>1,064 nm plano-concave lens</td><td></td><td></td><td>Quantity: 1 for beam reducer</td></tr><tr><td>1,064 nm plano-convex lens</td><td></td><td></td><td>Quantity: 1 for beam reducer</td></tr><tr><td>1,064 nm Mirrors</td><td></td><td></td><td>Quantity: depends on apparatus design</td></tr><tr><td>1,064 nm Half-wave Plates</td><td></td><td></td><td>Quantity: depends on apparatus design</td></tr><tr><td>1,064 nm Lenses</td><td></td><td></td><td>Quantity: depends on apparatus design</td></tr><tr><td>1,064 nm Thin Film Polarizer</td><td></td><td></td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>100 W, 1,064 nm Beam Dump</td><td></td><td></td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>100 W, 1,064 nm Power Meter</td><td></td><td></td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>RF Function Generator</td><td>Rigol</td><td>DG4162</td><td>Quantity: 1</td></tr><tr><td>RF Power Amplifier</td><td>Mini-Circuits</td><td>ZHL-100W-GAN+</td><td>Quantity: 1</td></tr></tbody></table>

cooling an optically trapped ultracold fermi gas by periodical driving

We present a cooling method for a cold Fermi gas by parametrically driving atomic motions in a crossed-beam optical dipole trap (ODT). Our method employs the anharmonicity of the ODT, in which the hotter atoms at the edge of the trap feel the anharmonic components of the trapping potential, while the colder atoms in the center of the trap feel the harmonic one. By modulating the trap depth with frequencies that are resonant with the anharmonic components, we selectively excite the hotter atoms out of the trap while keeping the colder atoms in the trap, generating parametric cooling. This experimental protocol starts with a magneto-optical trap (MOT) that is loaded by a Zeeman slower. The precooled atoms in the MOT are then transferred to an ODT, and a bias magnetic field is applied to create an interacting Fermi gas. We then lower the trapping potential to prepare a cold Fermi gas near the degenerate temperature. After that, we sweep the magnetic field to the noninteracting regime of the Fermi gas, in which the parametric cooling can be manifested by modulating the intensity of the optical trapping beams. We find that the parametric cooling effect strongly depends on the modulation frequencies and amplitudes. With the optimized frequency and amplitude, we measure the dependence of the cloud energy on the modulation time. We observe that the cloud energy is changed in an anisotropic way, where the energy of the axial direction is significantly reduced by parametric driving. The cooling effect is limited to the axial direction because the dominant anharmonicity of the crossed-beam ODT is along the axial direction. Finally, we propose to extend this protocol for the trapping potentials of large anharmonicity in all directions, which provides a promising scheme for cooling quantum gases using external driving.

Unter Verwendung dieses Protokolls, untersuchen wir die Abhängigkeit der parametrischen Kühlung auf der Modulationszeit mit der optimierten Modulationsfrequenz und Amplitude, die beide in unserer früheren Veröffentlichung 7 ermittelt wurde. Wir bereiten zunächst eine nicht wechselwirkende Fermi Gas von 6 Li - Atome in den beiden niedrigsten Hyperfein- Zustände mit einer Temperatur von T / T F ≈ 1,2. Hier T F...

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Cooling an Optically Trapped Ultracold Fermi Gas by Periodical Driving

We present a parametric driving method to cool an ultracold Fermi gas in a crossed-beam optical dipole trap. This method selectively removes high-energy atoms from the trap by periodically modulating the trap depth with frequencies that are resonant with the anharmonic components of the trapping potential.

Kühlen eines Optisch Trapped Ultrakalte Fermi Gas von Zeitfahr

We present a cooling method for a cold Fermi gas by parametrically driving atomic motions in a crossed-beam optical dipole trap (ODT). Our method employs ...

cooling-an-optically-trapped-ultracold-fermi-gas-by-periodical-driving

Research

JoVE Journal

Engineering

7.4K Aufrufe.  Indiana University–Purdue University Indianapolis (IUPUI). We present a parametric driving method to cool an ultracold Fermi gas in a crossed-beam optical dipole trap. This method selectively removes high-energy atoms from the trap by periodically modulating the trap depth with frequencies that are resonant with the anharmonic components of the trapping potential. 

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Hyperpolarized Xenon for NMR and MRI Applications

Nuclear magnetic resonance (NMR) spectroscopy and imaging (MRI) suffer from intrinsic low sensitivity because even strong external magnetic fields of ~10 T generate only a small detectable net-magnetization of the sample at room temperature 1. Hence, most NMR and MRI applications rely on the detection of molecules at relative high concentration (e.g., water for imaging of biological tissue) or require excessive acquisition times. This limits our ability to exploit the very useful molecular specificity of NMR signals for many biochemical and medical applications. However, novel approaches have emerged in the past few years: Manipulation of the detected spin species prior to detection inside the NMR/MRI magnet can dramatically increase the magnetization and therefore allows detection of molecules at much lower concentration 2.
Here, we present a method for polarization of a xenon gas mixture (2-5% Xe, 10% N2, He balance) in a compact setup with a ca. 16000-fold signal enhancement. Modern line-narrowed diode lasers allow efficient polarization 7 and immediate use of gas mixture even if the noble gas is not separated from the other components. The SEOP apparatus is explained and determination of the achieved spin polarization is demonstrated for performance control of the method.
The hyperpolarized gas can be used for void space imaging, including gas flow imaging or diffusion studies at the interfaces with other materials 8,9. Moreover, the Xe NMR signal is extremely sensitive to its molecular environment 6. This enables the option to use it as an NMR/MRI contrast agent when dissolved in aqueous solution with functionalized molecular hosts that temporarily trap the gas 10,11. Direct detection and high-sensitivity indirect detection of such constructs is demonstrated in both spectroscopic and imaging mode.

The production of hyperpolarized xenon by means of spin exchange optical pumping (SEOP) is described. This method yields a ~10000-fold enhancement of the nuclear spin polarization of Xe-129 and has applications in nuclear magnetic resonance spectroscopy and imaging. Examples of gas phase and solution state experiments are given.

Hyperpolarisiertem Xenon für NMR-und MRI-Anwendungen

Nuclear magnetic resonance (NMR) spectroscopy and imaging (MRI) suffer from intrinsic low sensitivity because even strong external magnetic fields of ~10 ...

Forschung

Ingenieurwesen

Optical Trapping of Nanoparticles

Optical trapping is a technique for immobilizing and manipulating small objects in a gentle way using light, and it has been widely applied in trapping and manipulating small biological particles. Ashkin and co-workers first demonstrated optical tweezers using a single focused beam1. The single beam trap can be described accurately using the perturbative gradient force formulation in the case of small Rayleigh regime particles1. In the perturbative regime, the optical power required for trapping a particle scales as the inverse fourth power of the particle size. High optical powers can damage dielectric particles and cause heating. For instance, trapped latex spheres of 109 nm in diameter were destroyed by a 15 mW beam in 25 sec1, which has serious implications for biological matter2,3.
A self-induced back-action (SIBA) optical trapping was proposed to trap 50 nm polystyrene spheres in the non-perturbative regime4. In a non-perturbative regime, even a small particle with little permittivity contrast to the background can influence significantly the ambient electromagnetic field and induce a large optical force. As a particle enters an illuminated aperture, light transmission increases dramatically because of dielectric loading. If the particle attempts to leave the aperture, decreased transmission causes a change in momentum outwards from the hole and, by Newton's Third Law, results in a force on the particle inwards into the hole, trapping the particle. The light transmission can be monitored; hence, the trap can become a sensor. The SIBA trapping technique can be further improved by using a double-nanohole structure.
The double-nanohole structure has been shown to give a strong local field enhancement5,6. Between the two sharp tips of the double-nanohole, a small particle can cause a large change in optical transmission, thereby inducing a large optical force. As a result, smaller nanoparticles can be trapped, such as 12 nm silicate spheres7 and 3.4 nm hydrodynamic radius bovine serum albumin proteins8. In this work, the experimental configuration used for nanoparticle trapping is outlined. First, we detail the assembly of the trapping setup which is based on a Thorlabs Optical Tweezer Kit. Next, we explain the nanofabrication procedure of the double-nanohole in a metal film, the fabrication of the microfluidic chamber and the sample preparation. Finally, we detail the data acquisition procedure and provide typical results for trapping 20 nm polystyrene nanospheres.

The following setup approach details low power optical trapping of dielectric nanoparticles using a double-nanohole in metal film.

Optical Trapping von Nanopartikeln

Optical trapping is a technique for immobilizing and manipulating small objects in a gentle way using light, and it has been widely applied in trapping ...

Gradient Echo Quantum Memory 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 is that quantum key distribution (QKD), which uses Heisenberg uncertainty to guarantee security of cryptographic keys, is limited in transmission distance. The development of a quantum repeater is a possible path to extend QKD range, but a repeater will need a quantum memory. In our experiments we use a gas of rubidium 87 vapor that is contained in a warm gas cell. This makes the scheme particularly simple. It is also a highly versatile scheme that enables in-memory refinement of the stored state, such as frequency shifting and bandwidth manipulation. The basis of the GEM protocol is to absorb the light into an ensemble of atoms that has been prepared in a magnetic field gradient. The reversal of this gradient leads to rephasing of the atomic polarization and thus recall of the stored optical state. We will outline how we prepare the atoms and this gradient and also describe some of the pitfalls that need to be avoided, in particular four-wave mixing, which can give rise to optical gain.

The gradient echo memory is a protocol for storing optical quantum states of light in atomic ensembles. Quantum memory is a key element of a quantum repeater, which can extend the range of quantum key distribution. We outline the operation of the scheme when implemented in a 3-level atomic ensemble.

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 ...

Fabrication and Operation of a Nano-Optical Conveyor Belt

The technique of using focused laser beams to trap and exert forces on small particles has enabled many pivotal discoveries in the nanoscale biological and physical sciences over the past few decades. The progress made in this field invites further study of even smaller systems and at a larger scale, with tools that could be distributed more easily and made more widely available. Unfortunately, the fundamental laws of diffraction limit the minimum size of the focal spot of a laser beam, which makes particles smaller than a half-wavelength in diameter hard to trap and generally prevents an operator from discriminating between particles which are closer together than one half-wavelength. This precludes the optical manipulation of many closely-spaced nanoparticles and&#160;limits the&#160;resolution of optical-mechanical systems. Furthermore, manipulation using focused beams requires beam-forming or steering optics, which can be very bulky and expensive. To address these limitations in the system scalability of conventional optical trapping our lab has devised an alternative technique which utilizes near-field optics to move particles across a chip. Instead of focusing laser beams in the far-field, the optical near field of plasmonic resonators produces the necessary local optical intensity enhancement to overcome the restrictions of diffraction and manipulate particles at higher resolution. Closely-spaced resonators produce strong optical traps which can be addressed to mediate the hand-off of particles from one to the next in a conveyor-belt-like fashion. Here, we describe how to design and produce a conveyor belt using a gold surface patterned with plasmonic C-shaped resonators and how to operate it with polarized laser light to achieve super-resolution nanoparticle manipulation and transport. The nano-optical conveyor belt chip can be produced using lithography techniques and easily packaged and distributed.

The scalability and resolution of conventional optical manipulation techniques are limited by diffraction. We circumvent the diffraction limit and describe a method of optically transporting nanoparticles across a chip using a gold surface patterned with a path of closely spaced C-shaped plasmonic resonators.

Herstellung und Betrieb eines Nano-Optical Fließband

The technique of using focused laser beams to trap and exert forces on small particles has enabled many pivotal discoveries in the nanoscale biological ...

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 ...

Direct Imaging of Laser-driven Ultrafast Molecular Rotation

We present a method for visualizing laser-induced, ultrafast molecular rotational wave packet dynamics. We have developed a new 2-dimensional Coulomb explosion imaging setup in which a hitherto-impractical camera angle is realized. In our imaging technique, diatomic molecules are irradiated with a circularly polarized strong laser pulse. The ejected atomic ions are accelerated perpendicularly to the laser propagation. The ions lying in the laser polarization plane are selected through the use of a mechanical slit and imaged with a high-throughput, 2-dimensional detector installed parallel to the polarization plane. Because a circularly polarized (isotropic) Coulomb exploding pulse is used, the observed angular distribution of the ejected ions directly corresponds to the squared rotational wave function at the time of the pulse irradiation. To create a real-time movie of molecular rotation, the present imaging technique is combined with a femtosecond pump-probe optical setup in which the pump pulses create unidirectionally rotating molecular ensembles. Due to the high image throughput of our detection system, the pump-probe experimental condition can be easily optimized by monitoring a real-time snapshot. As a result, the quality of the observed movie is sufficiently high for visualizing the detailed wave nature of motion. We also note that the present technique can be implemented in existing standard ion imaging setups, offering a new camera angle or viewpoint for the molecular systems without the need for extensive modification.

We present a protocol for creating a real-time movie of a molecular rotational wave packet using a high-resolution Coulomb explosion imaging setup.

Direct Imaging von lasergetriebenen Ultrakurz Molecular Rotation

We present a method for visualizing laser-induced, ultrafast molecular rotational wave packet dynamics. We have developed a new 2-dimensional Coulomb ...

Chemie

Optical Trap Loading of Dielectric Microparticles In Air

We demonstrate a method to trap a selected dielectric microparticle in air using radiation pressure from a single-beam gradient optical trap. Randomly scattered dielectric microparticles adhered to a glass substrate are momentarily detached using ultrasonic vibrations generated by a piezoelectric transducer (PZT). Then, the optical beam focused on a selected particle lifts it up to the optical trap while the vibrationally excited microparticles fall back to the substrate. A particle may be trapped at the nominal focus of the trapping beam or at a position above the focus (referred to here as the levitation position) where gravity provides the restoring force. After the measurement, the trapped particle can be placed at a desired position on the substrate in a controlled manner. 
In this protocol, an experimental procedure for selective optical trap loading in air is outlined. First, the experimental setup is briefly introduced. Second, the design and fabrication of a PZT holder and a sample enclosure are illustrated in detail. The optical trap loading of a selected microparticle is then demonstrated with step-by-step instructions including sample preparation, launching into the trap, and use of electrostatic force to excite particle motion in the trap and measure charge. Finally, we present recorded particle trajectories of Brownian and ballistic motions of a trapped microparticle in air. These trajectories can be used to measure stiffness or to verify optical alignment through time domain and frequency domain analysis. Selective trap loading enables optical tweezers to track a particle and its changes over repeated trap loadings in a reversible manner, thereby enabling studies of particle-surface interaction.

A protocol for launching and stably trapping selected dielectric microparticles in air is presented.

Optische Trap-Laden von Dielectric Mikroteilchen in der Luft

We demonstrate a method to trap a selected dielectric microparticle in air using radiation pressure from a single-beam gradient optical trap. Randomly ...

Experimental Methods for Trapping Ions Using Microfabricated Surface Ion Traps

Ions trapped in a quadrupole Paul trap have been considered one of the strong physical candidates to implement quantum information processing. This is due to their long coherence time and their capability to manipulate and detect individual quantum bits (qubits). In more recent years, microfabricated surface ion traps have received more attention for large-scale integrated qubit platforms. This paper presents a microfabrication methodology for ion traps using micro-electro-mechanical system (MEMS) technology, including the fabrication method for a 14 &#181;m-thick dielectric layer and metal overhang structures atop the dielectric layer. In addition, an experimental procedure for trapping ytterbium (Yb) ions of isotope 174 (174Yb+) using 369.5 nm, 399 nm, and 935 nm diode lasers is described. These methodologies and procedures involve many scientific and engineering disciplines, and this paper first presents the detailed experimental procedures. The methods discussed in this paper can easily be extended to the trapping of Yb ions of isotope 171 (171Yb+) and to the manipulation of qubits.

This paper presents a microfabrication methodology for surface ion traps, as well as a detailed experimental procedure for trapping ytterbium ions in a room-temperature environment.

Experimentelle Methoden für das Einfangen von Ionen mit Microfabricated Oberfläche Ionenfallen

Ions trapped in a quadrupole Paul trap have been considered one of the strong physical candidates to implement quantum information processing. This is due ...

Construction and Operation of a Light-driven Gold Nanorod Rotary Motor System

The possibility to generate and measure rotation and torque at the nanoscale is of fundamental interest to the study and application of biological and artificial nanomotors and may provide new routes towards single cell analysis, studies of non-equilibrium thermodynamics, and mechanical actuation of nanoscale systems. A facile way to drive rotation is to use focused circularly polarized laser light in optical tweezers. Using this approach, metallic nanoparticles can be operated as highly efficient scattering-driven rotary motors spinning at unprecedented rotation frequencies in water.
In this protocol, we outline the construction and operation of circularly-polarized optical tweezers for nanoparticle rotation and describe the instrumentation needed for recording the Brownian dynamics and Rayleigh scattering of the trapped particle. The rotational motion and the scattering spectra provides independent information on the properties of the nanoparticle and its immediate environment. The experimental platform has proven useful as a nanoscopic gauge of viscosity and local temperature, for tracking morphological changes of nanorods and molecular coatings, and as a transducer and probe of photothermal and thermodynamic processes.

Plasmonic gold nanorods can be trapped in liquids and rotated at kHz frequencies using circularly-polarized optical tweezers. Introducing tools for Brownian dynamics analysis and light scatteringspectroscopy leads to a powerful system for research and application in numerous fields of science.

Bau und Betrieb eines lichtgetriebenen Gold Nanorod Rotary Motor Systems

The possibility to generate and measure rotation and torque at the nanoscale is of fundamental interest to the study and application of biological and ...

In Situ Measurement of Vacuum Window Birefringence using 25Mg+ Fluorescence

Accurate control of the polarization states of laser light is important in precision measurement experiments. In experiments involving the use of a vacuum environment, the stress-induced birefringence effect of the vacuum windows will affect the polarization states of laser light inside the vacuum system, and it is very difficult to measure and optimize the polarization states of the laser light in situ. The purpose of this protocol is to demonstrate how to optimize the polarization states of the laser light based on the fluorescence of ions in the vacuum system, and how to calculate the birefringence of vacuum windows based on azimuthal angles of external wave plates with Mueller matrix. The fluorescence of 25Mg+ ions induced by laser light that is resonant with the transition of |32P3/2,F = 4, mF&#160;= 4<img align="center" alt="Equation 100" src="/files/ftp_upload/61175/61175img1.jpg" style="color: rgb(68, 0, 68); font-size: 18px; font-weight: 700;" />&#160;&#8594;&#160;|32S1/2,F = 3, mF&#160;= 3<img align="center" alt="Equation 100" src="/files/ftp_upload/61175/61175img1.jpg" style="color: rgb(68, 0, 68); font-size: 18px; font-weight: 700;" />&#160;is sensitive to the polarization state of the laser light, and maximum fluorescence will be observed with pure circularly polarized light. A combination of half-wave plate (HWP) and quarter-wave plate (QWP) can achieve arbitrary phase retardation and is used for compensating the birefringence of the vacuum window. In this experiment, the polarization state of the laser light is optimized based on the fluorescence of 25Mg+ ion with a pair of HWP and QWP outside the vacuum chamber. By adjusting the azimuthal angles of the HWP and QWP to obtain maximum ion fluorescence, one can obtain a pure circularly polarized light inside the vacuum chamber. With the information on the azimuthal angles of the external HWP and QWP, the birefringence of the vacuum window can be determined.

In Situ Measurement of Vacuum Window Birefringence using 25Mg+ Fluorescence

Presented here is a method to measure the birefringence of vacuum windows by maximizing the fluorescence counts emitted by Doppler cooled 25Mg+ ions in an ion trap. The birefringence of vacuum windows will change the polarization states of the laser, which can be compensated by changing the azimuthal angles of external wave plates.

In Situ Messung der Vakuumfenster-Birefabenz mit 25Mg+ Fluoreszenz

Accurate control of the polarization states of laser light is important in precision measurement experiments. In experiments involving the use of a vacuum ...