La investigación es apoyada por el Centro de Investigación del Consejo Australiano de Excelencia para la Computación Cuántica y Tecnología de la Comunicación, el número de proyecto CE110001027.

1. Algunos Elementos construidos-Custom <ol><li> Resonadores en anillo En este experimento, se requieren dos resonadores de anillos que dividen y combinan vigas de diferentes frecuencias. El diseño de la cavidad se muestra en la figura. 2. <ol><li> Construir los resonadores alrededor de un cilindro hueco de aluminio grueso. En un extremo, montar dos espejos planos con reflectividad idénticos. En el extremo opuesto montar una reflectividad máxima espejo curvo. Los espejos no tienen que ser pegados a la cavidad espaciador. Con cuidado mecanizado del espaciador, las tapas finales son suficientes para mantenerlos en su lugar. </li><li> Combinar el espejo curvo con un actuador O-anillo y piezoeléctrico para permitir el control de la frecuencia de resonancia de la cavidad. Coloque la junta tórica entre el espejo y la cavidad espaciador, con el piezoeléctrico detrás del espejo. Comprimir estos elementos sobre el espaciador de la cavidad con la tapa para permitir la activación rápida del espejo final. La combinación de la compresión de la junta tóricay piezo de alta velocidad normalmente permite anchos de banda de control de más de 10 kHz. Nota: Para este ejemplo, los separadores son de unos 25 cm de largo. Esta longitud es arbitraria, aunque debe elegirse de manera que el control y la luz de la sonda no son coresonant, lo que significa que la constante de acoplamiento no debe ser un múltiplo de la gama espectral-libre. Debido a la geometría del anillo, la cavidad tendrá modos de polarización no degeneradas de diferente finura. Los espejos recubiertos personalizados están especificados para proporcionar una cavidad de la delicadeza de unos 1.000 para-s luz polarizada, lo que conduce a una finura de alrededor de 100 para la luz polarizada p. Si bien estos experimentos se llevan a cabo típicamente en el modo de baja finura, la configuración puede ser fácilmente cambiado al modo de alta finura debe ser necesario el filtrado de más fuerte de las vigas. </li></ol></li><li> Diseño de la celda de memoria y su alojamiento <ol><li> Para construir el aparato de memoria, utilice una celda larga que contiene isótopos mejorado 87 Rb alOng con 0,5 Torr de gas tampón Kr. En la configuración, la longitud es de 20 cm. Las ventanas de la célula son antirreflectante recubierto. Esta celda debe ser calentada a alrededor de 80 ° C utilizando un alambre de la calefacción no magnético. </li><li> Encerrar en la celda de tres solenoides concéntricos. Los dos solenoides internos crean los gradientes de campo magnético. Para terminar estas solenoides, realizar una simulación utilizando la ecuación de Biot-Savart. Simular el solenoide de paso variable que proporcionará un campo magnético que varía linealmente. </li><li> Usando un programa de gráficos, imprimir una trama de esta espiral sobre un pedazo de papel. Envuelva el papel alrededor de un tubo de PVC para proporcionar una línea a seguir y enrollar el cable en el tubo. Nota: En esta configuración de las bobinas son 50 cm de largo, más de dos veces la longitud de la célula de gas, para evitar los efectos de borde. Los diámetros son 6 y 10 cm, que es dos veces el diámetro de la célula, para asegurar que los campos magnéticos son en su mayoría longitudinal. Los solenoides de gradiente se oponen entre sí por lo que that conmutación entre ellos cambiará el signo de la pendiente (ver. Fig. 3). En un experimento típico, 2-3 A de corriente se ejecuta a través de estas bobinas y las bobinas se conmutan en 3-4 microsegundos. </li><li> Para optimizar el tiempo de conmutación y detener las oscilaciones utilizan 200 Ω resistencias de amortiguación en serie con las bobinas. Coloque estos dos solenoides dentro de la tercera bobina normalmente de la herida que se utiliza para proporcionar un campo magnético de CC para levantar la degeneración de los niveles Zeeman. Rubidio tiene un desplazamiento de alrededor de 1,4 MHz / G del campo magnético 26. Un campo típico de CC es de 6 G, mientras que los gradientes serían 2 G / m. </li><li> Colocar dos capas de blindaje μ-metal alrededor de las tres bobinas magnéticas para reducir la influencia del campo magnético de la Tierra en el experimento. </li></ol></li></ol> 2. Disposición de la trayectoria óptica del haz <ol><li> Use un solo láser de modo sintonizado cerca de la línea de rubidio D 1 a 795 nm. Monitorear la frecuenciadel láser utilizando una medición de absorción saturado, como se muestra en la Figura 3. Desafinar la frecuencia en alrededor de 1,5 GHz por encima de la F = 2 a F &#39;= 2 transición. Esta será la frecuencia aproximada del haz de control. </li><li> Al BS2 divisor de haz, toque algo de luz fuera del láser principal para formar el haz de control. Cambie su frecuencia utilizando el modulador AOM1 acustóptica. Este OMA también permite la modulación de la potencia del haz de control. Para conducir la OMA, pasar a la salida de una fuente de señal a través de un conmutador de RF que es controlado por una señal TTL, y luego amplificar la señal antes de enviarlo a la OMA. Sintoniza la frecuencia de control, para optimizar la absorción Raman por ejemplo, al cambiar la frecuencia de accionamiento de este AOM. La frecuencia de accionamiento de RF de los AOMs en la configuración es 80 MHz, pero esto es arbitraria. </li><li> Detune el haz de la sonda, que se almacena en la memoria cuántica, por 6,8 GHz de la viga de control, esta frecuencia siendo la división hiperfina del estado fundamental87 Rb. Para preparar esta frecuencia, pasar el láser a través de un modulador electro-óptico de fibra acoplado que es impulsado por una fuente de microondas 6,8 GHz. Esto genera una serie de bandas laterales en armónicos de 6,8 GHz, por encima y por debajo de la frecuencia portadora. </li><li> Para obtener un haz de prueba con una frecuencia pura, separar el 6. 8 GHz luz de todas las otras bandas laterales de modulación deseados. Para ello, utilice una de las cavidades del anillo. Bloqueo de la cavidad 1 en resonancia con el 6. 8 GHz de banda lateral. Esta frecuencia será entonces transmitida a través del resonador, mientras que todas las otras frecuencias se reflejan, preparando de este modo una frecuencia pura que se ocupará de la F = 1 estado fundamental de los átomos de rubidio. La cavidad puede ser bloqueado mediante la técnica de Libra-Drever-Hall 27], el uso de la luz reflejada desde el espejo de entrada. </li><li> Toque fuera una parte del haz de láser a BS3 y enviarlo a través de AOM2 para permitir el control fino de la frecuencia y la intensidad del haz de sonda. Hayhay un par de métodos disponibles para conducir la OMA. Por ejemplo, utilice un generador de señal programable configurado para generar pulsos gaussianos moduladas a 80 MHz. Alternativamente, combinar una señal de 80 MHz continuo con un pulso en un mezclador de RF para dar un impulso modulado a 80 MHz. De cualquier manera, esta gaussiana modulada se amplifica y se envía a la OMA para dar un pulso de luz en un orden difractado de la OMA. Nota: Esta orden difractado proporcionará pulsos finamente controladas de luz, que pueden almacenarse en la memoria. La amplitud de los impulsos se puede ajustar utilizando una combinación de la potencia de accionamiento OMA y la variación de la relación de división de BS1. Esto permite la producción fiable de una amplia gama de amplitudes de pulso, y, en particular, permite la producción de pulsos muy débiles con números medios de fotones menos de 1 23. </li><li> La siguiente etapa es para recombinar los haces de sonda y de control. Esto se podría hacer con un simple divisor de haz, pero eso significaría perder una parte de la luz.Si la polarización de la sonda y de control fueron ortogonal a continuación, sin pérdida de recombinación se puede lograr utilizando un divisor de haz polarizante, pero el almacenamiento sólo puede verdaderamente ser optimizado a través de un control independiente de las polarizaciones de sonda y de control. <ol><li> Para ello, utilice una segunda, de alta eficiencia, la impedancia de concordancia, la cavidad del anillo. Configurar una cavidad de manera que el haz de la sonda se transmite a través, mientras que el campo de control se refleja desde el espejo de salida. Transmisión de la sonda a través de este segundo resonador también proporciona una segunda capa de filtrado de frecuencia, que ayuda a evitar problemas con la mezcla de cuatro ondas. </li><li> Bloqueo de esta cavidad a la frecuencia del haz de sonda usando un haz de bloqueo auxiliar (línea de trazos) que se inyecta en el modo de inversión de la cavidad. Tune este haz a una frecuencia diferente, la polarización y el modo espacial del haz de la sonda de modo que se puede detectar en la reflexión sin afectar adversamente el haz de sonda. La razón de este esfuerzo es que sees diabólicamente difícil utilizar el bajo consumo de energía, haz de prueba pulsada para bloquear la cavidad. Las vigas de control y las sondas están colimados antes de la celda de memoria a 7 mm y 3 mm de tamaño, respectivamente. </li><li> La potencia de campo de control antes de la celda de memoria es de ~ 270 mW de potencia y sonda puede ser elegido de cero a unos pocos microvatios en función de la carrera experimento. El uso de una placa de cuarto de onda, ajustar la polarización de los haces de sonda y de control combinado para ser (aproximadamente) circular y de la misma helicidad. Inyectarlos en el aparato celular gas memoria. </li></ol></li><li> Controlar la sincronización de todos los elementos del experimento utilizando un programa de LabVIEW 28. Un ciclo de trabajo típico sería de 120 microsegundos. Desconectar el calentador durante el tiempo de almacenamiento de memoria para evitar interferencias con el funcionamiento de la memoria. Una secuencia típica de temporización se muestra en la Figura 4. Cuando sea posible, coloque el haz de control off mientras la luz se almacena en la memoria. En una célula de gas caliente, aunque ªTransición E Raman es desafinada desde el estado excitado más allá de la anchura de Doppler, el campo de control todavía puede ser una fuente significativa de decoherencia en la memoria debido a la probabilidad distinta de cero de la dispersión Raman espontánea. La dispersión Raman es directamente proporcional a la potencia de campo de control e inversamente a la desafinación cuadrado. Si el campo de control se mantiene durante todo el tiempo de almacenamiento, que puede interactuar con los dos estados más bajos y destruir la coherencia con el ritmo exponencial definida por la dispersión. Esto se explica con más detalle en la sección de discusión. </li><li> Después de almacenar y recuperar, pasar la sonda a través de una celda de filtración con el fin de quitar el campo de control de la viga. Es posible utilizar una célula con una mezcla natural de Rb. El 85 Rb domina y absorbe fuertemente a la frecuencia del haz de control, que proporciona 60 dB de supresión. El haz de la sonda se atenúa mucho menos, típicamente 1,4 dB. Utilice una célula de 75 mm de largo, se calienta a 140 ° C.Una célula con isótopos mejorado 85 Rb conduciría a una menor absorción de la sonda. </li><li> El paso final es la detección de los impulsos de la sonda, usando un homodina o detección heterodina. La ventaja de este método de detección es que se trata de modo selectivo por lo que algo de luz de control residual no tendrá un impacto en las mediciones. El eco tiene una polarización (cerca) circular que se hace lineal usando una combinación de placa half-wave/quarter-wave. <ol><li> Para producir el oscilador local, presione fuera de una parte de la viga en BS4 y cambiar su frecuencia usando AOM4. Memorice la señal de la configuración homodino o heterodino utilizando un osciloscopio rápido, desencadenado al programa de control de LabVIEW. </li></ol></li></ol>

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	<li>Knill, E., Laflamme, R., Milburn, G. J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=A+scheme+for+efficient+quantum+computation+with+linear+optics.">A scheme for efficient quantum computation with linear optics.</a> Nature. 409, 46-52 (2001).</li><li>Sangouard, N., Simon, C., De Riedmatten, H., Gisin, N. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Quantum+repeaters+based+on+atomic+ensembles+and+linear+optics.">Quantum repeaters based on atomic ensembles and linear optics.</a> Rev. of Mod. Phys. 83, 33-80 (2011).</li><li>Lvovsky, A. I., Sanders, B. C., Tittel, W. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Optical+quantum+memory.">Optical quantum memory.</a> Nat. Pho. 3, 76 (2009).</li><li>Fleischhauer, M., Lukin, M. D. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Dark-State+Polaritons+in+Electromagnetically+Induced+Transparency.">Dark-State Polaritons in Electromagnetically Induced Transparency.</a> Phys. Rev. Let. 84, 5094 (2000).</li><li>Afzelius, M., Simon, C., De Riedmatten, H., Gisin, N. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Multi-Mode+Quantum+Memory+based+on+Atomic+Frequency+Combs.">Multi-Mode Quantum Memory based on Atomic Frequency Combs.</a> Phys. Rev. A. 79, 052329 (2009).</li><li>Clausen, C., 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=Quantum+storage+of+photonic+entanglement+in+a+crystal.">Quantum storage of photonic entanglement in a crystal.</a> Nature. 469, 508 (2011).</li><li>Saglamyurek, E., 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=Broadband+waveguide+quantum+memory+for+entangled+photons.">Broadband waveguide quantum memory for entangled photons.</a> Nature. 469, 512 (2011).</li><li>Boyer, V., McCormick, C. F., Arimondo, E., Lett, P. D. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Ultraslow+Propagation+of+Matched+Pulses+by+Four-Wave+Mixing+in+an+Atomic+Vapor.">Ultraslow Propagation of Matched Pulses by Four-Wave Mixing in an Atomic Vapor.</a> Phys. Rev. Let. 99, 143601 (2007).</li><li>Reim, K. F., Michelberger, P., Lee, K. C., Nunn, J., Langford, N. K., Walmsley, I. A. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Single-Photon-+Level+Quantum+Memory+at+Room+Temperature.">Single-Photon- Level Quantum Memory at Room Temperature.</a> Phys. Rev. Let. 107, 053603-053604 (2011).</li><li>Jensen, K., 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=Quantum+memory+for+entangled+continuous-variable+states.">Quantum memory for entangled continuous-variable states.</a> Nature Physics. 7, 13 (2010).</li><li>Moiseev, S., Kr&#246;ll, S. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Complete+reconstruction+of+the+quantum+state+of+a+single-photon+wave+packet+absorbed+by+a+Doppler-broadened+transition.">Complete reconstruction of the quantum state of a single-photon wave packet absorbed by a Doppler-broadened transition.</a> Phys. Rev. Let. 87, 173601 (2001).</li><li>Moiseev, S. A., Tarasov, V. F., Ham, B. S. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Quantum+memory+photon+echo-like+techniques+in+solids.">Quantum memory photon echo-like techniques in solids.</a> Jour. Opt. B-Quan. Semiclass. Opt. 5, S497 (2003).</li><li>Nilsson, M., Kr&#246;ll, S. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Solid+state+quantum+memory+using+complete+absorption+and+re-emission+of+photons+by+tailored+and+externally+controlled+inhomogeneous+absorption+profiles.">Solid state quantum memory using complete absorption and re-emission of photons by tailored and externally controlled inhomogeneous absorption profiles.</a> Opt. Comm. 247, 393-403 (2005).</li><li>Kraus, B., Tittel, W., Gisin, N., Nilsson, M., Kr&#246;ll, S., Cirac, J. I. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Quantum+memory+for+nonstationary+light+fields+based+on+controlled+reversible+inhomogeneous+broadening.">Quantum memory for nonstationary light fields based on controlled reversible inhomogeneous broadening.</a> Phys. Rev. A. 73, 020302(R) (2006).</li><li>Alexander, A., Longdell, J. J., Sellars, M., Manson, N. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Photon+echoes+produced+by+switching+electric+fields.">Photon echoes produced by switching electric fields.</a> Phys. Rev. Let. 96, 043602 (2006).</li><li>Sangouard, N., Simon, C., Afzelius, M., Gisin, N. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Analysis+of+a+quantum+memory+for+photons+based+on+controlled+reversible+inhomogeneous+broadening.">Analysis of a quantum memory for photons based on controlled reversible inhomogeneous broadening.</a> Phys. Rev. A. 75, 032327 (2007).</li><li>Damon, V., Bonarota, M., Louchet-Chauvet, A., Chaneliere, T., Le Gou&#235;t, J. -. L. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Revival+of+silenced+echo+and+quantum+memory+for+light.">Revival of silenced echo and quantum memory for light.</a> New Jour. of Phys. 13, 093031 (2011).</li><li>H&#233;tet, G., Longdell, J. J., Alexander, A. L., Lam, P. K., Sellars, M. J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Electro-Optic+Quantum+Memory+for+Light+Using+Two-Level+Atoms.">Electro-Optic Quantum Memory for Light Using Two-Level Atoms.</a> Phys. Rev. Let. 100, 023601 (2008).</li><li>Hedges, M. P., Longdell, J. J., Li, Y., Sellars, M. J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Efficient+quantum+memory+for+light.">Efficient quantum memory for light.</a> Nature. 465, 1052-1056 (2010).</li><li>H&#233;tet, G., Hosseini, M., Sparkes, B. M., Oblak, D., Lam, P. K., Buchler, B. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Photon+echoes+generated+by+reversing+magnetic+field+gradients+in+a+rubidium+vapor.">Photon echoes generated by reversing magnetic field gradients in a rubidium vapor.</a> Opt. Let. 33, 2323 (2008).</li><li>Hosseini, M., Sparkes, B. M., H&#233;tet, G., Longdell, J. J., Lam, P. K., Buchler, B. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Coherent+optical+pulse+sequencer+for+quantum+applications.">Coherent optical pulse sequencer for quantum applications.</a> Nature. 461, 241-245 (2009).</li><li>Hosseini, M., Sparkes, B. M., Campbell, G., Lam, P. K., Buchler, B. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=High+efficiency+coherent+optical+memory+with+warm+rubidium+vapour.">High efficiency coherent optical memory with warm rubidium vapour.</a> Nat. Comm. 2, 174 (2011).</li><li>Hosseini, M., Campbell, G., Sparkes, B. M., Lam, P. K., Buchler, B. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Unconditional+room-temperature+quantum+memory.">Unconditional room-temperature quantum memory.</a> Nat. Phys. 7, 794-798 (2011).</li><li>Hosseini, M., Rebic, S., Sparkes, B. M., Twamley, J., Buchler, B. C., Lam, P. K. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Memory-enhanced+noiseless+cross-phase+modulation.">Memory-enhanced noiseless cross-phase modulation.</a> Light: Sci. Apps. 1, e40 (2012).</li><li>Hosseini, M., Sparkes, B. M., Campbell, G., Lam, P. K., Buchler, B. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Storage+and+manipulation+of+light+using+a+Raman+gradient-echo+process.">Storage and manipulation of light using a Raman gradient-echo process.</a> Jour. of Phys. B-Atomic. 45, 124004 (2012).</li><li>Barwood, G. P., Gill, P., Rowley, W. R. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Frequency+measurements+on+optically+narrowed+Rb-stabilised+laser+diodes+at+780+nm+and+795+nm.">Frequency measurements on optically narrowed Rb-stabilised laser diodes at 780 nm and 795 nm.</a> Appl. Phys. B. 53, 142-147 (1991).</li><li>Drever, R. W. P., 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=Laser+phase+and+frequency+stabilization+using+an+optical+resonator.">Laser phase and frequency stabilization using an optical resonator.</a> Appl. Phys. B-Photophys. and Laser Chem. 31, 97-105 (1983).</li><li>Sparkes, B. M., Chrzanowski, H. M., Parrain, D. P., Buchler, B. C., Lam, P. K., Symul, T. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=A+scalable,+self-analyzing+digital+locking+system+for+use+on+quantum+optics+experiments.">A scalable, self-analyzing digital locking system for use on quantum optics experiments.</a> Rev. of Sci. Instr. 82, 075113 (2011).</li><li>Sparkes, B. 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=Precision+Spectral+Manipulation:+A+Demonstration+Using+a+Coherent+Optical+Memory.">Precision Spectral Manipulation: A Demonstration Using a Coherent Optical Memory.</a> Phys. Rev. X. 2, 021011 (2012).</li><li>Gorshkov, A. V., Andre, A., Fleischhauer, M., Sorensen, A. S., Lukin, M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Universal+approach+to+optimal+photon+storage+in+atomic+media.">Universal approach to optimal photon storage in atomic media.</a> Phys. Rev. Let. 98, 123601 (2007).</li><li>Erhard, M., Helm, H. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Buffer-gas+effects+on+dark+resonances:+Theory+and+experiment.">Buffer-gas effects on dark resonances: Theory and experiment.</a> Phys. Rev. A. 63, 043813 (2001).</li><li>Balabas, M. V., 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=High+quality+anti-relaxation+coating+material+for+alkali+atom+vapor+cells.">High quality anti-relaxation coating material for alkali atom vapor cells.</a> Opt. Expr. 18, 5825-5830 (2010).</li><li>Balabas, M. V., Karaulanov, T., Ledbetter, M. P., Budker, D. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Polarized+alkali-metal+vapor+with+minutelong+transverse+spin-relaxation+time.">Polarized alkali-metal vapor with minutelong transverse spin-relaxation time.</a> Phys. Rev. Let. 105, 070801 (2010).</li><li>Buchler, B. C., Hosseini, M., H&#233;tet, G., Sparkes, B. M., Lam, P. K. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=Precision+spectral+manipulation+of+optical+pulses+using+a+coherent+photon+echo+memory.">Precision spectral manipulation of optical pulses using a coherent photon echo memory.</a> Opt. Let. 35, 1091-1093 (2010).</li><li>Higginbottom, D. B. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/entrez/query.fcgi?db=PubMed&cmd=Search&doptcmdl=Citation&defaultField=Title+Word&term=.">.</a> Spatial Multimode Storage in a Gradient Echo Memory [dissertation]. , (2012).</li><li>Sparkes, B. 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=Gradient+echo+memory+in+an+ultra-high+optical+depth+cold+atomic+ensemble.">Gradient echo memory in an ultra-high optical depth cold atomic ensemble.</a> arXiv. , (2012).</li></ol>

Los autores declaran que no tienen intereses financieros en competencia.

Una condición necesaria para una alta eficiencia de la memoria es un gran OD [30]. El diámetro exterior de Λ-GEM es proporcional al factor de Raman Ω_c 2 / Δ 2, donde Ω_c es la frecuencia Rabi campo de acoplamiento y Δ es la desafinación Raman desde el estado excitado. La tasa de dispersión Raman espontánea también es proporcional al factor de Raman y por lo tanto no es un equilibrio entre la consecución de una alta absorción y bajas pérdidas de dispersión. Para encontrar los ajustes óptimos para la temperatura de la energía, la desafinación y gas del campo de control se utiliza un proceso iterativo. Las pérdidas de dispersión pueden ser mitigados en cierta medida por la desconexión de la viga de control durante el almacenamiento, después de que el pulso se absorbe completamente. La profundidad óptica también se ve afectada por el estado interno de los átomos. Idealmente nos gustaría tener tantos átomos como sea posible en el nivel hiperfino F = 1 para aumentar la absorción de la sonda. El haz de control también juega un papel aquí, ya que actúa para bombear átomos de F = 2 aF = 1 los niveles. Esto no es muy eficiente, debido a la desafinación, pero el haz de control es de gran alcance y se puede dejar durante largos períodos de tiempo entre los experimentos de almacenamiento de pulso. La anchura de la línea Raman en nuestro experimento es de alrededor de 100 kHz, que es principalmente el resultado de la ampliación de potencia causada por el campo de control. Esto casi corresponde a la velocidad a la que los átomos son bombeados desde el F = 2 al estado hiperfino F = 1. Sin embargo habrá alguna población dejó en MF = 2 (o -2 dependiendo del signo de la polarización circular) de nivel hiperfino F = 2 debido a la falta de transiciones ópticas permitidos. El OD también dependerá en gran medida de la temperatura de la célula, que determina el número de átomos en la fase de gas. Usamos una temperatura de alrededor de 78 ° C, medida en el centro de la célula. Nos dimos cuenta de que en nuestro celular, incrementando la temperatura más allá de 85 ° C puede resultar en cierta absorción del campo de control, así como una cierta absorción incoherente de thseñal electrónica de la sonda. El calentador se apaga durante la ejecución experimental para evitar perturbar el campo magnético dentro de la célula. Polarizaciones de ambos campos de la sonda y de control también desempeñan un papel crucial en la eficacia de absorción de la memoria. La línea de transición D1 de 87Rb tiene dos estados excitados hiperfinos con un total de 8 subniveles Zeeman. En principio, la elección de polarizaciones circulares idénticas tanto para la sonda y los campos de control asegura que sólo interactúan con el mf nivel de estado excitado = 2 (o -2), F &#39;= 2. Las polarizaciones lineales o elípticas de los campos de láser dan lugar a un acoplamiento de Raman a través de otros subniveles Zeeman de F &#39;= 1, 2. Esto dará lugar a la ampliación y la asimetría en la forma de la línea de Raman, debido a las diferentes constantes de acoplamiento y AC Stark cambios de las diversas transiciones. Desafortunadamente, campos de la sonda y de control polarizado idénticamente circulares preparadas antes de la memoria pueden experimentar diferentes polarización auto-rotations ya que se propagan a través de la memoria. Este efecto es más pronunciado en los altos medios de DO, que disponemos en nuestro experimento. Esto significa que se necesita ajuste de la sonda y el control de la polarización del haz para contrarrestar el impacto de la auto-rotación. Para complicar aún más las cosas, un proceso degenerada mezcla de cuatro ondas (FWM) a veces se puede ver cuando se trabaja con grandes OD 25. Esto puede causar la amplificación y, en consecuencia introducir ruido para el estado de salida de la memoria. En particular, cuando se utiliza la polarización lineal, tanto para el control y vigas de sonda, el efecto FWM puede ser mejorada en gran medida debido a la excitación de Raman a través de múltiples estados excitados. Las condiciones en que el proceso de FWM aumenta, o bien suprimida en nuestro sistema se resumen en la Ref. 25. El impacto de la FWM puede ser mitigado por, de nuevo, ajuste fino de la polarización de los haces de sonda y de control. De esta manera, los procesos de FWM se pueden reducir hasta el punto que lo hacenno añadir ruido a la luz 23 recordó. Con respecto a FWM, vale la pena señalar que ambas cavidades juegan un papel importante en la supresión de la banda lateral GHz -6,8 generado por la fibra-MOE que de otro modo sembrar el proceso de FWM. Tanto la auto-rotación y FWM afectan a la forma de la línea Raman ampliado. Después de ajuste fino, se puede lograr una característica de absorción de forma bastante simétrica, más o menos rectangular como se muestra en la Figura 5. Esto contrasta con el caso mostrado en la Figura 7 donde se eligieron polarizaciones para demostrar el impacto de la FWM. Aquí la función de Raman es altamente asimétrica. Como se mencionó anteriormente, se utilizó una celda de Rb abundancia natural para filtrar el haz de control y pasar el haz de sonda a la sección de detección. Debido a la alta temperatura de esta celda, nos dimos cuenta de que las corrientes de aire alrededor de las ventanas de las celdas causan variación en la visibilidad de la franja de la detección heterodino, reresultante en las fluctuaciones de la señal. Este efecto ha sido minimizado por la aplicación de la detección heterodina inmediatamente después de la celda de filtrado y la reducción de las corrientes de aire alrededor de las ventanas de la celda utilizando el diseño apropiado del horno. Se ha observado una pérdida de la sonda de alrededor del 30% a través de la celda de filtración, debido a las reflexiones de Fresnel de las ventanas y de la absorción por 87 átomos de Rb en la celda de filtración. Esta pérdida potencialmente se puede reducir mediante el uso de recubrimientos antirreflectantes en las ventanas de las celdas y el uso de pura 85 Rb en lugar de una mezcla natural de Rb. En una célula de vapor caliente, la difusión es una de las principales limitaciones a la hora de almacenamiento. Después de absorber la luz, los átomos pueden difundirse fuera de la región coherente, por lo tanto borrar parcialmente la información almacenada. La adición de un gas tampón (0,5 Torr Kr, en nuestro experimento) reduce el efecto de difusión en cierta medida. El exceso de gas tampón, sin embargo, aumentará colisional ampliación de 31. Esto aumenta diciembreOHERENCIA y el control de la absorción de campo, lo que reduce la eficiencia del bombeo mencionado anteriormente. Otra forma de reducir el efecto de la difusión transversal es aumentar el volumen de interacción mediante la ampliación de los perfiles transversales de los campos de la sonda y de control. Este enfoque será eventualmente limitado por colisiones inelásticas con las paredes de las células. En este caso, las paredes celulares pueden estar recubiertos con materiales antirelajación 32, 33, para proporcionar colisiones elásticas en las paredes y por lo tanto mejorar el tiempo de coherencia atómica. Al minimizar la colisión pared inelástica utilizando revestimientos de pared adecuados y aumentar el tamaño del haz láser para casi cubrir la sección transversal de la celda, sería de esperar efectos mínimos de la difusión transversal en el tiempo de almacenamiento. Difusión longitudinal podría entonces convertirse en el efecto de la decoherencia dominante en tiempos de almacenamiento prolongados. Difusión longitudinal hace que los átomos experimentan diferentes intensidades de campo magnético durante el tiempo de almacenamiento que puede resultar en Reph reducidaeficiencia asing. Una forma de controlar la difusión longitudinal sería el uso de un conjunto de átomos frío, tales como átomos que han sido enfriadas en un trampa magneto-óptica (MOT). Eso, sin embargo, requiere de una nueva capa de complejidad experimental implicado en el control de la nube atómica frío. Este es un sistema que actualmente estamos evaluando en nuestro laboratorio 36.

Uno de los retos pendientes que enfrenta la tecnología de la información cuántica es la posibilidad de construir una memoria de estados cuánticos. Para fotónico computación cuántica 1, o un repetidor cuántico usado en un sistema de distribución de claves cuánticas 2, esto significa la construcción de una memoria que permite almacenar estados cuánticos de la luz 3. Uno de los enfoques adoptados para alcanzar este objetivo es el uso de conjuntos de átomos que se pueden controlar de una manera tal como para almacenar y liberar de manera controlada la luz en algún momento posterior. Numerosas técnicas han sido desarrolladas incluyendo la transparencia inducida electromagnéticamente (EIT) 4, el peine de frecuencia atómica (AFC) 5, 6, 7, mezcla de cuatro ondas (FWM) 8, la absorción de Raman 9, la interacción de Faraday 10 y fotones técnicas de eco 11, 12 , 13, 14, 13, 15, 16, 17, 18, ​​19. El objetivo de este trabajo es Λ - Memoria de eco de gradiente (Λ-GEM), que funciona con tresMedios atómicos estructurados a nivel de &#39;Λ&#39;. Fue implementado inicialmente en una celda de vapor de Rb caliente en 2008 20. Este esquema se ha utilizado como una memoria de acceso aleatorio para pulsos de luz, 21, tiene una eficacia demostrada hasta del 87% 22, proporciona almacenamiento silencioso de estados cuánticos 23 y muestra cierta promesa como una plataforma para las operaciones ópticas no lineales 24. También hemos publicado recientemente un documento que da algunos detalles acerca de la interacción de esta memoria con vapor atómico caliente 25. La esencia de la técnica es que preparamos un conjunto de átomos que se forma no homogénea ampliaron de manera que los átomos absorberán un pulso de luz. En nuestro experimento usamos la absorción de Raman, como se muestra en la Figura 1a. La luz de la sonda, que se va a almacenar, se asignará a la coherencia entre dos estados fundamentales de los átomos. La ampliación se proporciona mediante la aplicación de un campo magnético gradienT a lo largo de la dirección de propagación óptica, induciendo un gradiente espacial en las frecuencias de absorción de Raman, como se muestra en la Figura 1b. Los diferentes componentes de frecuencia de pulso almacenado de este modo se asignan a diferentes ubicaciones espaciales linealmente a lo largo de la longitud del conjunto atómica. En otras palabras, el perfil espacial de la onda de spin atómica que se genera por la absorción del pulso de entrada es proporcional a la transformada de Fourier del perfil temporal de la pulso de entrada. Como vamos a describir más adelante, es el gradiente de frecuencia que también permite que algunos de los interesantes capacidades de procesamiento espectrales de esta memoria. Invirtiendo el gradiente de campo, la evolución de la coherencia del conjunto de átomos puede ser invertido en el tiempo. Esto permite la recuperación del pulso de luz.

<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

Gradiente memoria de eco (GEM) es un protocolo para el almacenamiento de estados cuánticos ópticos de la luz en los conjuntos atómicos. La motivación principal para una tecnología de este tipo es que la distribución de clave cuántica (QKD), que utiliza de incertidumbre de Heisenberg para garantizar la seguridad de las claves de cifrado, es limitado en la distancia de transmisión. El desarrollo de un repetidor cuántico es un posible camino para extender el rango QKD, pero un repetidor necesitará una memoria cuántica. En nuestros experimentos usamos un gas de rubidio 87 de vapor que está contenido en una célula de gas caliente. Esto hace que el esquema particularmente simple. También es un esquema altamente versátil que permite el refinamiento en memoria del estado almacenado, tales como desplazamiento de frecuencia y la manipulación del ancho de banda. La base del protocolo GEM es absorber la luz en un conjunto de átomos que se ha preparado en un gradiente de campo magnético. La inversión de este gradiente conduce a reprogramación de la polarización atómica y por lo tanto el recuerdo de el estado óptico almacenado. We delineará cómo preparamos los átomos y este gradiente y describir algunas de las trampas que hay que evitar, en particular, mezcla de cuatro ondas, lo que puede dar lugar a un aumento óptico.

1. Utilizando la absorción Raman como herramienta de diagnóstico El primer resultado de obtener una línea de absorción de Raman de la luz del haz de la sonda. La optimización de esta función de absorción va un largo camino hacia el logro de un mejor rendimiento de la memoria. Con las bobinas de gradiente magnético apagados, la frecuencia de control puede ser escaneado en la presencia de una onda de sonda continua débil. La absorción del haz de sonda está directamente relacionada con la densidad óptica de la célula atómica. Sobre la base de que, la temperatura de la celda, potencia del haz de control y un solo fotón desafinación puede ser optimizado a través de un proceso iterativo para dar el mejor posible la absorción de Raman. La potencia de control de haz Demasiado aumentará la absorción, sino también ampliar el ancho de la línea. Cuando optimizado, la anchura es del orden de 100 kHz en nuestro sistema. Encender una de las bobinas de gradiente ampliará la línea Raman. La anchura de la absorción ampliado disuadirminas del ancho de banda de la memoria. Un compromiso a continuación, tiene que ser hecha entre la densidad óptica, lo que afecta la eficiencia de la memoria, y ancho de banda de memoria. La transmisión de la sonda se muestra en uno de nuestros ampliados líneas Raman en la Figura 5, donde el ancho de banda de memoria se establece en alrededor de 1 MHz. Conmutación en ambas bobinas de gradiente magnético en el mismo tiempo, la anchura de línea de absorción nonbroadened debe ser recuperado. Cualquier discrepancia en la magnitud de la corriente o de la falta de homogeneidad espacial de los campos magnéticos se reflejará directamente en la ampliación y la distorsión de la absorción Raman. 2. Almacenamiento Pulso La configuración más sencilla para la memoria es solo de almacenamiento y recuperación de pulso. Eso sería, por ejemplo, el almacenamiento de pulsos de duración 2 microsegundos y de conmutación de las bobinas de gradiente magnético 3 microsegundos después del pico de pulso, como se muestra en la Figura 6. Si la densidad óptica es baja, algunos leaka luzGE se observó dependiendo de la densidad óptica (DO) del medio. Afinar cuidadosamente los parámetros de la memoria es esencial para obtener el almacenamiento de alta eficiencia. Esto incluye la optimización de la temperatura de la célula de memoria, la alineación cuidadosa entre la sonda y el campo de control, ajuste de la intensidad del haz de control para encontrar el mejor compromiso entre la absorción y la dispersión, lo que garantiza la correcta polarización de los haces y ajuste de las frecuencias de La sonda y el control de las vigas. Este método de optimización se explica con más detalle en la sección de discusión. Las eficiencias que superan el 80% para un tiempo de almacenamiento de 4 microsegundos 22 se puede esperar que todos estos parámetros se sintonizan bien. La eficiencia del almacenamiento se define como la relación entre la energía del eco recordado y la energía de un pulso idéntico que no ha sido almacenado en la memoria. Este factores eficazmente el efecto de las pérdidas lineales, por ejemplo, debido a reflexiones de Fresnel en las superficies o absorptiones en la celda de filtración. Cuando se utiliza una detección heterodina, la energía de los impulsos se mide elevando al cuadrado la señal heterodina y la medición de las áreas de los sobres del pulso. La frecuencia y el ancho de banda del pulso recuperado depende de la corriente inyectada en las bobinas de gradiente. Manipulación simple de estas corrientes permite la puesta a punto del pulso recuperado. Manipulaciones espectrales más complejas (tales como los descritos en 29) se pueden realizar utilizando una configuración de bobina más avanzada donde el gradiente a lo largo de la memoria se puede ajustar como una función de la posición y la hora de forma independiente. <img alt="Figura 1" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig1.jpg" width="500px" /> Figura 1. a) El esquema de nivel dentro de la Rb D 1 línea 87 se utiliza en la memoria. La luz de la sonda se Raman absorbida para crear una apuesta coherencia<html> ween el F = 1 y F = 2-estados fundamentales. B) El gradiente de campo magnético da desafinación espacialmente dependiente de los estados de tierra a lo largo de la longitud de la célula. La inversión de la pendiente y girando el haz de control en da el recuerdo de la luz de la sonda almacenado. (Adaptado de [34]). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig1highres.jpg" target="_blank">Haga clic aquí para ver la imagen más grande</a> . <img alt="Figura 2" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig2.jpg" width="500px" /> Figura 2. Esquema de un limpiador de modo óptico. Consulte la sección Métodos para la descripción. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig2highres.jpg" target="_blank">Haz clic aquí para ver la imagen más grande</a> . ig3.jpg &quot;width =&quot; 500px &quot;/&gt; Figura 3. Esquema del montaje experimental AOM = acústico-óptica Modulador;. MOE = Electro-Optic Modulador; BS = Beamsplitter; λ / 4 = placa de cuarto de onda. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig3highres.jpg" target="_blank">Haz clic aquí para ver la imagen más grande</a> . <img alt="Figura 4" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig4.jpg" width="500px" /> Figura 4. Una secuencia de tiempo típico para la memoria. (Tomado de 35). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig4highres.jpg" target="_blank">Haga clic aquí para ver la imagen más grande</a> . <img alt="La figura 5" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig5.jpg" width="500px" /> Figura 5. Heterodina típica amplió la línea Raman cuando uno de the bobinas de gradiente magnético está encendido. Los datos (línea continua fina) se toma mediante la medición heterodina. La oscilación se debe al ritmo entre la luz de la sonda y la luz del oscilador local. La curva de trazos muestra la envolvente de estos datos, que es la forma de la línea de Raman ampliado. (Modificado de 25). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig5highres.jpg" target="_blank">Haga clic aquí para ver la imagen más grande</a> . <img alt="La figura 6" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig6.jpg" width="500px" /> Figura 6. Típica de eco GEM media-eficiencia para el tiempo de almacenamiento corto. Las bobinas de gradiente magnético se conmutan en t = 10 microsegundos (línea discontinua). Perfil de intensidad de pulso de entrada: Rojo. Azul: La salida de intensidad de la memoria, lo que demuestra la luz filtrada (que es evidente bajo el impulso de entrada de color rojo) y recordó eco, que aparece a la derecha del tse lanzó la línea. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig6highres.jpg" target="_blank">Haga clic aquí para ver la imagen más grande</a> . <img alt="La figura 7" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig7.jpg" width="500px" /> Figura 7. Cuatro de onda efecto de mezcla, cuando se escanea la línea de Raman, para varias potencias de campo de control y temperaturas de las células. Para esta figura sólo, se eligieron las polarizaciones del campo de control y vigas de sonda de manera que maximicen el efecto. Pc es la potencia del haz de control. (Modificado de 25). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig7highres.jpg" target="_blank">Haga clic aquí para ver la imagen más grande</a> .

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Gradient Echo Quantum Memory in Warm Atomic Vapor

La memoria de eco de gradiente es un protocolo para el almacenamiento de estados cuánticos ópticos de la luz en los conjuntos atómicos. Memoria cuántica es un elemento clave de un repetidor cuántico, lo que puede ampliar el rango de distribución de claves cuánticas. Planteamos el funcionamiento del sistema cuando se implementa en un conjunto de átomos de 3 niveles.

Gradient Echo Memoria Quantum en Warm Atómica 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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Engineering

12.7K vistas.  The Australian National University.  La memoria de eco de gradiente es un protocolo para el almacenamiento de estados cuánticos ópticos de la luz en los conjuntos atómicos. Memoria cuántica es un elemento clave de un repetidor cuántico, lo que puede ampliar el rango de distribución de claves cuánticas. Planteamos el funcionamiento del sistema cuando se implementa en un conjunto de átomos de 3 niveles. 

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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 Puntos Cuánticos for Imaging sola molécula

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

Investigación

Ingeniería

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.

Echo velocimetría por imágenes de partículas

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 de Puerta definidos GaAs / AlGaAs laterales puntos cuánticos

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.

Análisis de Contacto Interfaces para individuales GaN nanocables Dispositivos

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

Using Neutron Spin Echo Resolved Grazing Incidence Scattering to Investigate Organic Solar Cell Materials

The spin echo resolved grazing incidence scattering (SERGIS) technique has been used to probe the length-scales associated with irregularly shaped crystallites. Neutrons are passed through two well defined regions of magnetic field; one before and one after the sample. The two magnetic field regions have opposite polarity and are tuned such that neutrons travelling through both regions, without being perturbed, will undergo the same number of precessions in opposing directions. In this case the neutron precession in the second arm is said to &#34;echo&#34; the first, and the original polarization of the beam is preserved. If the neutron interacts with a sample and scatters elastically the path through the second arm is not the same as the first and the original polarization is not recovered. Depolarization of the neutron beam is a highly sensitive probe at very small angles (&#60;50&#160;&#956;rad) but still allows a high intensity, divergent beam to be used. The decrease in polarization of the beam reflected from the sample as compared to that from the reference sample can be directly related to structure within the sample.
In comparison to scattering observed in neutron reflection measurements the SERGIS signals are often weak and are unlikely to be observed if the in-plane structures within the sample under investigation are dilute, disordered, small in size and polydisperse or the neutron scattering contrast is low. Therefore, good results will most likely be obtained using the SERGIS technique if the sample being measured consist of thin films on a flat substrate and contain scattering features that contains a high density of moderately sized features (30 nm to 5 &#181;m) which scatter neutrons strongly or the features are arranged on a lattice. An advantage of the SERGIS technique is that it can probe structures in the plane of the sample.

Progress has been made in utilizing spin echo resolved grazing incidence scattering (SERGIS) as a neutron scattering technique to probe the length-scales in irregular samples. Crystallites of [6,6]-phenyl-C61-butyric acid methyl ester have been probed using the SERGIS technique and the results confirmed by optical and atomic force microscopy.

Uso de neutron spin echo resuelto grazing incidencia dispersión para investigar materiales orgánicos de células solares

The spin echo resolved grazing incidence scattering (SERGIS) technique has been used to probe the length-scales associated with irregularly shaped ...

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.

Construcción y caracterización de Exteriores Cavidad diodo láser de Física Atómica

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.

Ingeniería de la Luz con la onda continua Optical Parametric Oscillators Estado Quantum

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.

Área selectivo Modificación de humectabilidad de la superficie del silicio por pulsos láser UV irradiación en Ambiente Líquido

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.

De silicio metal-óxido-semiconductor Quantum Dots para Bombeo solo electrón

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.

Procedimiento experimental para hacer girar caliente de fundición, componentes de aluminio

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

Methods Article

Gradient Echo Memoria Quantum en Warm Atómica Vapor