La ricerca è sostenuta dal Centro Australian Research Council of Excellence per Quantum Computation and Communication Technology, numero di progetto CE110001027.

1. Alcuni elementi custom-built <ol><li> Risonatori ad anello In questo esperimento, due risonatori ad anello che dividono e uniscono le travi di diverse frequenze sono obbligatori. Il disegno della cavità è mostrato in fig. 2. <ol><li> Costruire i risonatori intorno a un cilindro scavato di alluminio di massa. Su un&#39;estremità, montare due specchi piani con riflettività identici. Sul lato opposto montare uno specchio massimo di riflettività curvo. Gli specchi non devono essere incollati alla cavità distanziale. Con un&#39;attenta lavorazione del distanziatore, le testate sono sufficienti per tenerli in luogo. </li><li> Combinare lo specchio curvo con un attuatore O-ring e piezoelettrico per consentire il controllo della frequenza di risonanza della cavità. Posizionare l&#39;o-ring tra lo specchio e la cavità distanziale, con il piezo dietro lo specchio. Comprimere questi elementi sul distanziale cavità con il tappo terminale per consentire rapido azionamento dello specchio fisso. La combinazione di compressione O-ringe piezo ad alta velocità in genere consentono di larghezze di banda di controllo superiori a 10 kHz. Nota: Per questo esempio, i distanziali sono lunghi circa 25 centimetri. Questa lunghezza è arbitraria, anche se dovrebbe essere scelto in modo che il controllo e la luce sonda non sono coresonant, il che significa che il splitting iperfine non deve essere un multiplo del-gamma spettrale libera. A causa della geometria del ring, la cavità avrà modi di polarizzazione non degeneri di diversa finezza. Gli specchi rivestiti personalizzati sono specificati per fornire una cavità di finezza circa 1.000 per s-polarizzata luce, che porta ad una finezza di circa 100 per la luce p-polarizzata. Mentre questi esperimenti sono in genere condotti sulla modalità a basso-finesse, la configurazione potrebbe facilmente essere commutato in modalità high-finesse dovrebbe essere tenuta più forte il filtraggio dei raggi. </li></ol></li><li> Progettazione della cella di memoria e la sua sede <ol><li> Per costruire l&#39;apparato memoria, utilizzare una cella lunga che contiene isotopi migliorato 87 Rb along con 0,5 Torr di gas tampone Kr. Nella configurazione, la lunghezza è di 20 cm. Le finestre della cella sono rivestite antiriflesso. Questa cella deve essere riscaldato a circa 80 ° C con un filo di riscaldamento magnetico. </li><li> Racchiudere la cella in tre solenoidi concentrici. I due magneti interni creano i gradienti di campo magnetico. Per avvolgere questi solenoidi, effettuare una simulazione utilizzando l&#39;equazione di Biot-Savart. Simulare il solenoide a passo variabile che fornirà un campo magnetico variabile linearmente. </li><li> Utilizzando un programma di grafica, stampare una trama di questa spirale su un pezzo di carta. Avvolgere la carta intorno ad un tubo in PVC per fornire una linea da seguire e avvolgere il filo sul tubo. Nota: In questa configurazione le bobine sono 50 cm di lunghezza, oltre il doppio della lunghezza della cella di gas, per evitare effetti di bordo. I diametri sono 6 e 10 cm, che è due volte il diametro della cellula, per garantire i campi magnetici sono prevalentemente longitudinale. I solenoidi pendenza si oppongono a vicenda in modo that commutazione tra loro passa il segno del gradiente (vedi fig. 3). In un esperimento tipico, 2-3 A di corrente è gestito attraverso queste bobine e le bobine sono collegati in 3-4 msec. </li><li> Per ottimizzare il tempo di commutazione e di stop oscillazioni usano 200 Ω resistenze di smorzamento in serie con le bobine. Posizionare questi due solenoidi all&#39;interno della terza bobina normalmente ferita che viene utilizzato per fornire un campo magnetico CC per sollevare la degenerazione dei livelli Zeeman. Rubidio ha uno spostamento di circa 1,4 MHz / G di campo magnetico 26. Un tipico campo DC è 6 G, mentre i gradienti sarebbero 2 G / m. </li><li> Posizionare due strati di schermatura μ-metallo attorno alle tre bobine magnetiche per ridurre l&#39;influenza del campo magnetico terrestre sul esperimento. </li></ol></li></ol> 2. Disposizione del percorso ottico del fascio <ol><li> Utilizzare un singolo laser modalità sintonizzato vicino al rubidio D 1 linea a 795 nm. Monitorare la frequenzadel laser con una misurazione di assorbimento saturo, come mostrato nella Figura 3. Detune la frequenza di circa 1,5 GHz sopra la F = 2 a F &#39;= 2 transizione. Questa sarà la frequenza approssimativa del fascio di controllo. </li><li> Al BS2 beamsplitter, toccare po &#39;di luce fuori il laser principale per formare il fascio di controllo. Cambi la sua frequenza utilizzando il modulatore AOM1 acustoottico. Questo permette anche AOM modulazione della potenza del fascio di controllo. Per guidare l&#39;AOM, passare l&#39;uscita di una sorgente di segnale RF attraverso un interruttore che è controllato da un segnale TTL e quindi amplificare il segnale prima di inviarlo nella AOM. Per sintonizzare la frequenza di controllo, per ottimizzare l&#39;assorbimento Raman per esempio, cambiando la frequenza di azionamento di questa AOM. La frequenza di azionamento RF delle AOMs nel setup è 80 MHz, ma questo è arbitraria. </li><li> Detune il fascio sonda, che verrà memorizzato nella memoria quantistica, da 6,8 GHz dal fascio di controllo, questa frequenza essendo stato splitting iperfine di terra87 Rb. Per preparare questa frequenza, passare il laser attraverso un modulatore elettro-ottico accoppiato in fibra che viene pilotato da un generatore di microonde 6,8 GHz. Questo genera una serie di bande laterali in armoniche di 6,8 GHz, sopra e sotto la frequenza portante. </li><li> Per ottenere un fascio sonda con una frequenza pura, separare il +6. 8 GHz luce da tutte le altre bande laterali di modulazione indesiderati. Per effettuare questa operazione, utilizzare uno dei cavità ad anello. Blocco 1 cavità sulla risonanza con il +6. 8 GHz banda laterale. Questa frequenza sarà poi trasmessa attraverso il risonatore, mentre tutte le altre frequenze sono riflessi, preparando così una frequenza pura che affronterà la F = 1 stato fondamentale degli atomi di rubidio. La cavità può essere bloccato mediante la tecnica di Pound-Drever-Hall 27], utilizzando la luce riflessa dallo specchio di ingresso. </li><li> Rubinetto chiuso una parte del fascio laser a BS3 e inviarlo attraverso AOM2 per consentire un controllo preciso della frequenza e intensità del fascio sonda. Cisono un paio di metodi disponibili per guidare l&#39;AOM. Ad esempio, utilizzare un generatore di segnale programmabile impostato per generare impulsi gaussiana modulati a 80 MHz. In alternativa, combinare un segnale continuo 80 MHz con un impulso ad un mixer RF che invia un impulso modulata a 80 MHz. Ad ogni modo, questo gaussiana modulata viene poi amplificato e trasmesso in AOM per dare un impulso di luce in un ordine diffratta della AOM. Nota: Questo ordine diffratta fornirà impulsi finemente controllate di luce che possono essere memorizzati nella memoria. L&#39;ampiezza degli impulsi può essere regolato utilizzando una combinazione della potenza motrice AOM e variando il rapporto di splittaggio di BS1. Questo permette la produzione affidabile di una vasta gamma di ampiezze di impulso, e in particolare, consente la produzione di impulsi molto deboli con numeri di fotoni medi inferiori a 1 23. </li><li> Lo stadio successivo è quello di ricombinare le travi sonda e di controllo. Questo potrebbe essere fatto con un semplice separatore di fascio, ma che significherebbe perdere una parte della luce.Se la polarizzazione della sonda e controllo erano ortogonale poi ricombinazione lossless potrebbe essere realizzato utilizzando un divisore di fascio polarizzante, ma la memoria può solo veramente essere ottimizzato mediante controllo indipendente della sonda e controllo polarizzazioni. <ol><li> Per raggiungere questo obiettivo, utilizzare un secondo, ad alta efficienza, impedenza corrispondenza, anello cavità. Impostare una cavità in modo che il fascio sonda viene trasmessa attraverso, mentre il campo di controllo viene riflessa dallo specchio di uscita. Trasmissione della sonda attraverso questo secondo risonatore fornisce anche un secondo strato di filtraggio in frequenza, che consente di evitare problemi con four-wave mixing. </li><li> Bloccare questa cavità alla frequenza del fascio sonda utilizzando un fascio ausiliario di bloccaggio (linea tratteggiata) che viene iniettato nella modalità inversa della cavità. Tune questa trave ad una frequenza differente, polarizzazione e modalità spaziale del fascio sonda in modo che possa essere rilevato sulla riflessione senza danneggiare il fascio sonda. La ragione di questo sforzo è cheè diabolicamente difficile usare la bassa potenza, fascio sonda pulsato per bloccare la cavità. I raggi di controllo e sonda sono collimati prima cella di memoria a 7 mm e 3 mm formati, rispettivamente. </li><li> La potenza di campo controllo prima cella di memoria è ~ 270 mW e sonda di alimentazione può essere scelto da zero a qualche microwatts seconda corsa esperimento. Utilizzando una lamina a quarto d&#39;onda, regolare la polarizzazione dei fasci combinato sonda e controllo per essere (approssimativamente) circolare e della stessa elicità. Li Iniettare nell&#39;apparecchio cella di gas di memoria. </li></ol></li><li> Controllare la temporizzazione di tutti gli elementi del esperimento utilizzando un programma LabVIEW 28. Un tipico ciclo di lavoro sarebbe di 120 msec. Spegnere la stufa durante il tempo di memoria per evitare interferenze con il funzionamento della memoria. Una sequenza di temporizzazione tipica è mostrato in Figura 4. Quando possibile, passare il fascio fuori controllo mentre la luce viene memorizzato nella memoria. In una cella di gas caldo, sebbene thtransizione e Raman viene intonata dallo stato eccitato oltre la larghezza Doppler, il campo di controllo può ancora essere una fonte significativa di decoerenza in memoria a causa della probabilità non nulla dello scattering Raman spontaneo. Il scattering Raman è direttamente proporzionale alla potenza campo di controllo e inversamente al quadrato detuning. Se il campo di controllo viene mantenuto durante l&#39;intero tempo di immagazzinamento, può interagire con i due stati inferiori e distruggere la coerenza con il tasso esponenziale definito dalla dispersione. Questo è spiegato ulteriormente nella sezione di discussione. </li><li> Dopo memorizzazione e richiamo, passare la sonda attraverso una cella filtrante per togliere il campo di controllo del fascio. E &#39;possibile utilizzare una cella con una miscela naturale di Rb. Il 85 Rb domina e assorbe fortemente alla frequenza del fascio di controllo, che fornisce 60 dB di soppressione. Il fascio sonda viene attenuato molto meno, tipicamente 1,4 dB. Utilizzare una cella 75 millimetri lungo, riscaldato a 140 ° C.Una cella con isotopi migliorata 85 Rb porterebbe ad un minor assorbimento sonda. </li><li> Il passo finale è il rilevamento degli impulsi di sonda, usando un omodina o eterodina rilevamento. Il vantaggio di questo metodo di rilevamento è che è modalità selettiva così luce controllo residuo non influirà sulle misurazioni. L&#39;eco ha una polarizzazione (quasi) circolare che viene fatta lineare utilizzando una combinazione di piastra half-wave/quarter-wave. <ol><li> Per produrre l&#39;oscillatore locale, toccare fuori una parte del fascio a BS4 e spostare la sua frequenza mediante AOM4. Conservare il segnale dal setup omodina o eterodina utilizzando un oscilloscopio veloce, innescato al programma di controllo di LabVIEW. </li></ol></li></ol>

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Gli autori dichiarano di non avere interessi finanziari in competizione.

Una condizione necessaria per un rendimento elevato memoria è un OD elevata [30]. L&#39;OD di Λ-GEM è proporzionale al fattore Raman Ω_c 2 / Δ 2, dove Ω_c è la frequenza Rabi campo accoppiamento e Δ è detuning Raman dallo stato eccitato. Il tasso di scattering Raman spontaneo è anche proporzionale al fattore Raman e non vi è quindi un trade-off tra il conseguimento di assorbimento e basse perdite di scattering. Per trovare le impostazioni ottimali per la temperatura di potenza, detuning e gas campo di controllo usiamo un processo iterativo. Le perdite di scattering possono essere alquanto mitigato spegnendo il fascio di controllo durante la conservazione, dopo l&#39;impulso viene completamente assorbito. Spessore ottico è anche influenzato dallo stato interno degli atomi. Idealmente vorremmo avere come molti atomi possibili nel livello hyperfine F = 1 per aumentare l&#39;assorbimento della sonda. Il fascio di controllo svolge un ruolo anche qui in quanto agisce per pompare atomi dalla F = 2F = 1 livelli. Questo non è molto efficiente, a causa del detuning, ma il fascio di controllo è potente e può essere lasciato acceso per lunghi periodi di tempo tra esperimenti stoccaggio impulsi. La larghezza della linea Raman nel nostro esperimento è di circa 100 kHz, che è principalmente un risultato di allargamento potenza causato dal campo di controllo. Ciò corrisponde quasi alla velocità con cui gli atomi vengono pompati dalla F = 2 allo stato F = 1 iperfine. Tuttavia ci sarà una certa popolazione lasciato sul mf = 2 (o -2 seconda del segno della polarizzazione circolare) di livello iperfine F = 2 per la mancanza di transizioni ottiche consentiti. La DO dipenderà anche fortemente dalla temperatura della cella, che determina il numero di atomi in fase gassosa. Usiamo una temperatura di circa 78 ° C, misurata al centro della cella. Abbiamo notato che nella nostra cella, aumentando la temperatura oltre 85 ° C può provocare un certo assorbimento del campo di controllo così come alcuni assorbimento incoerente di thsegnale e sonda. Il riscaldatore è spento durante la prova sperimentale per non disturbare il campo magnetico all&#39;interno della cellula. Polarizzazioni di entrambi i campi sonda e controllo giocano un ruolo cruciale nella efficienza di assorbimento della memoria. La linea di transizione D1 del 87Rb ha due stati eccitati iperfini con un totale di 8 sottolivelli Zeeman. In linea di principio, la scelta di polarizzazioni circolari identici sia per la sonda ei campi di controllo assicura che interagiscono solo con il livello stato eccitato mf = 2 (o -2), F &#39;= 2. Le polarizzazioni lineari o ellittiche dei campi laser provocano accoppiamento Raman via altri sottolivelli Zeeman di F &#39;= 1, 2. Ciò comporterà ampliamento e asimmetria nella forma linea Raman, a causa delle diverse costanti di accoppiamento e ac Stark spostamenti delle varie transizioni. Purtroppo, campi di sonde e di controllo polarizzata identico circolari preparati prima che la memoria possono sperimentare diverse polarizzazione di auto-rotations come si propagano attraverso la memoria. Questo effetto è più pronunciato nei media OD alti, che abbiamo nel nostro esperimento. Ciò significa che la messa a punto di sonda e controllo del fascio di polarizzazione è necessaria per contrastare l&#39;impatto di auto-rotazione. A complicare ulteriormente le cose, un processo degenerato di miscelazione a quattro onde (FWM) a volte può essere visto quando si lavora con grande OD 25. Ciò può causare amplificazione e di conseguenza introdurre rumore allo stato di uscita della memoria. In particolare, quando la polarizzazione lineare viene utilizzato sia per il controllo e travi sonda, l&#39;effetto FWM può essere notevolmente migliorata a causa della eccitazione Raman attraverso molteplici stati eccitati. Le condizioni in cui il processo di FWM si sia migliorata o soppresso nel nostro sistema sono riassunti nella Rif. ​​25. L&#39;impatto di FWM può essere attenuato, ancora una volta, messa a punto la polarizzazione dei fasci sonda e di controllo. In questo modo, i processi di FWM possono essere ridotti al punto che fannonon aggiungere rumore al richiamato luce 23. Per quanto riguarda FWM, vale la pena notare che entrambe le cavità hanno un ruolo importante nel sopprimere la -6.8 GHz banda laterale generata dal Fiber-missione che altrimenti inizializzare il processo FWM. Sia auto-rotazione e FWM influenzano la forma della linea Raman ampliato. Dopo la messa a punto, si può ottenere una caratteristica del tutto simmetrica, approssimativamente rettangolare a forma di assorbimento come mostrato in Figura 5. Ciò contrasta con il caso mostrato in figura 7, dove sono stati scelti polarizzazioni per dimostrare l&#39;impatto di FWM. Qui la funzione Raman è altamente asimmetrica. Come accennato in precedenza, una cella Rb abbondanza naturale è stato usato per filtrare il fascio di controllo e passare il fascio sonda alla sezione di rivelazione. A causa della elevata temperatura di questa cella, abbiamo notato che le correnti d&#39;aria intorno alle finestre della cella causano variazione della visibilità frangia del rilevamento eterodina, risulting fluttuazioni del segnale. Questo effetto è stato minimizzato implementando il rilevamento eterodina subito dopo la cella filtrante e ridurre le correnti d&#39;aria intorno alle finestre della cella utilizzando un&#39;adeguata progettazione forno. Abbiamo osservato una perdita sonda di circa il 30% attraverso la cella filtrante, a causa di Fresnel riflessi dalle finestre e all&#39;assorbimento da 87 atomi di Rb nella cella filtrante. Questa perdita può potenzialmente essere ridotto utilizzando rivestimenti antiriflesso sulle finestre della cella e utilizzando puro 85 Rb invece di una miscela naturale di Rb. In una cella di vapore caldo, diffusione è una delle principali limitazioni al tempo di stoccaggio. Dopo assorbire la luce, atomi possono diffondere fuori della regione coerente, così parzialmente cancellando le informazioni memorizzate. Aggiunta di un gas tampone (0,5 Torr Kr, nel nostro esperimento) riduce l&#39;effetto di diffusione in una certa misura. Gas tampone Troppo, però, aumenterà collisionale ampliando 31. Questo aumenta dicembreOERENZA e controllo assorbimento campo, che riduce l&#39;efficienza del pompaggio di cui sopra. Un altro modo per ridurre l&#39;effetto di diffusione trasversale è quello di aumentare il volume di interazione allargando i profili trasversali dei campi sonda e controllo. Questo approccio finirà limitato da urti anelastici con le pareti cellulari. In questo caso, le pareti cellulari possono essere rivestite con materiali antirelaxation 32, 33, per fornire collisioni elastiche sulle pareti e quindi migliorare il tempo di coerenza atomico. Minimizzando la collisione anelastica parete utilizzando rivestimenti adeguati e aumentando le dimensioni del fascio laser a coprire quasi la sezione trasversale cella, ci si aspetterebbe effetti minimi dalla diffusione trasversale sul tempo di conservazione. Diffusione longitudinale potrebbe allora diventare l&#39;effetto di decoerenza dominante in tempi di conservazione lunghi. Diffusione longitudinale fa sì che gli atomi di sperimentare diversi punti di forza del campo magnetico durante la fase di stoccaggio che può portare a reph ridottaefficienza Asing. Un modo per controllare la diffusione longitudinale sarebbe quella di utilizzare un insieme atomico freddo, come atomi che sono stati raffreddati in una trappola magneto-ottica (MOT). Che, tuttavia, richiede un nuovo livello intero di complessità sperimentale coinvolti nel controllo fredda nube atomica. Questo è un sistema che stiamo valutando nel nostro laboratorio 36.

Una delle sfide più importanti che affrontano la tecnologia dell&#39;informazione quantistica è la capacità di costruire una memoria per gli stati quantistici. Per fotonica computazione quantistica 1, o un ripetitore quantistico utilizzato in un sistema di distribuzione di chiavi quantistiche 2, questo significa costruire una memoria capace di immagazzinare stati quantistici di luce 3. Uno degli approcci adottati per raggiungere questo scopo è quello di utilizzare insiemi di atomi che possono essere controllati in modo da memorizzare e poi rilasciare controllabile luce in un momento successivo. Sono state sviluppate numerose tecniche tra cui la trasparenza elettromagneticamente indotta (EIT) 4, la frequenza pettine atomico (AFC) 5, 6, 7, four-wave mixing (FWM) 8, assorbimento Raman 9, interazione Faraday 10 e fotoni tecniche eco 11, 12 , 13, 14, 13, 15, 16, 17, 18, ​​19. Il focus di questo articolo è Λ - Gradient Echo Memory (Λ-GEM), che funziona con treMezzi atomici strutturati a livello di &#39;Λ&#39;. Inizialmente è stato implementato in una cella di vapore Rb caldo nel 2008 20. Questo schema è stato usato come una memoria ad accesso casuale per impulsi di luce, 21, ha una efficienza dimostrata alto come 87% 22, fornisce stoccaggio silenzioso di stati quantistici 23 e mostra qualche promessa come piattaforma per operazioni ottici non lineari 24. Abbiamo anche recentemente pubblicato un documento che va in qualche dettaglio circa l&#39;interazione di questa memoria con il caldo vapore atomico 25. L&#39;essenza della tecnica è che si sta preparando un insieme di atomi che disomogeneamente ampliata in modo che gli atomi assorbono un impulso di luce. Nel nostro esperimento usiamo assorbimento Raman, come mostrato in figura 1a. La luce sonda, che deve essere memorizzata, sarà mappato sulla coerenza tra due stati fondamentali degli atomi. L&#39;allargamento è fornita applicando un campo magnetico gradient lungo la direzione di propagazione ottica, inducendo un gradiente spaziale nelle frequenze di assorbimento Raman, come mostrato in Figura 1b. Le diverse componenti di frequenza del polso memorizzati vengono quindi mappati a differenti posizioni spaziali linearmente lungo la lunghezza del complesso atomico. In altre parole, il profilo spaziale dell&#39;onda di spin atomico generato dall&#39;assorbimento dell&#39;impulso d&#39;ingresso è proporzionale alla trasformata di Fourier del profilo temporale dell&#39;impulso d&#39;ingresso. Come ci illustrerà più avanti, è questo gradiente frequenza che consente anche alcune delle interessanti funzionalità di elaborazione spettrali di questa memoria. Invertendo il gradiente di campo, l&#39;evoluzione della coerenza dell&#39;insieme atomico può essere tempo invertito. Questo consente di ricavare dell&#39;impulso di luce.

<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

Gradient memoria echo (GEM) è un protocollo per la memorizzazione di stati quantistici ottici di luce in gruppi atomici. La motivazione principale di tale tecnologia è che la distribuzione quantistica chiavi (QKD), che utilizza Heisenberg incertezza per garantire la sicurezza delle chiavi crittografiche, si limita a distanza di trasmissione. Lo sviluppo di un ripetitore quantistico è un possibile percorso per estendere la portata QKD, ma un ripetitore avrà bisogno di una memoria quantistica. Nei nostri esperimenti si usa un gas di rubidio 87 vapore che è contenuto in una cella di gas caldo. Questo rende il sistema particolarmente semplice. E &#39;anche uno schema altamente versatile che consente in memoria raffinatezza dello stato memorizzato, come spostamento di frequenza e manipolazione di banda. La base del protocollo GEM è quello di assorbire la luce in un insieme di atomi che è stato preparato in un gradiente di campo magnetico. L&#39;inversione di questo gradiente porta alla rifasamento della polarizzazione atomica e quindi richiamo dello stato ottica memorizzato. We illustrerà come si sta preparando gli atomi e questo gradiente e anche descrivere alcune delle insidie ​​che devono essere evitati, in particolare miscelazione a quattro onde, che può dar luogo a guadagno ottico.

1. Utilizzando l&#39;assorbimento Raman come strumento diagnostico Il primo risultato di ottenere un assorbimento linea Raman del fascio di luce sonda. Ottimizzazione di questa funzione di assorbimento va un lungo cammino verso il raggiungimento della migliore performance della memoria. Con le bobine di gradiente magnetici spenti, la frequenza di comando può essere interrogato in presenza di un debole onda sonda continua. L&#39;assorbimento del fascio sonda è direttamente correlata alla densità ottica della cella atomica. Sulla base di ciò, la temperatura della cella, potenza del fascio di controllo e singolo fotone Detuning può essere ottimizzata attraverso un processo iterativo per dare la migliore possibile assorbimento Raman. Troppo potere di controllo del fascio aumenta l&#39;assorbimento, ma anche di aumentare l&#39;ampiezza della linea. Quando ottimizzata, la larghezza è dell&#39;ordine di 100 kHz nel nostro sistema. Accensione una delle bobine di gradiente amplierà la linea Raman. La larghezza dell&#39;assorbimento ampliato scoraggiaremine la larghezza di banda della memoria. Un compromesso deve poi essere fatta tra densità ottica, che colpisce efficienza della memoria, e la larghezza di banda di memoria. La trasmissione sonda è indicato per una delle nostre linee Raman ampliando in Figura 5, in cui la larghezza di banda di memoria è impostata a circa 1 MHz. Accensione entrambe le bobine di gradiente magnetici Allo stesso tempo, la larghezza di riga di assorbimento nonbroadened dovrebbe essere recuperato. Eventuali disallineamenti nella grandezza attuale o disomogeneità spaziale dei campi magnetici rifletterà direttamente su un ampliamento e distorsione dell&#39;assorbimento Raman. 2. Stoccaggio Pulse La configurazione più semplice per la memoria è singolo impulso stoccaggio e recupero. Sarebbe, per esempio, la memorizzazione di impulsi di durata 2 msec e la commutazione delle bobine di gradiente magnetiche 3 msec dopo il picco di impulso, come illustrato nella Figura 6. Se la densità ottica è bassa, alcuni leaka lucege sarà osservato a seconda della densità ottica (OD) del mezzo. Messa a punto con attenzione i parametri della memoria è fondamentale per l&#39;ottenimento di storage ad alta efficienza. Ciò include l&#39;ottimizzazione della temperatura della cella di memoria, l&#39;allineamento preciso tra la sonda e il campo di controllo, sintonizzare l&#39;intensità del fascio di controllo per trovare il miglior compromesso tra assorbimento e diffusione, assicurando la corretta polarizzazione dei fasci e sintonizzare le frequenze di le travi sonda e controllo. Questo metodo di ottimizzazione è ulteriormente spiegato nella sezione di discussione. Efficienze superiori all&#39;80% per un periodo di 4 psec 22 archiviazione si può aspettare quando tutti questi parametri sono sintonizzati bene. L&#39;efficienza di stoccaggio è definito come il rapporto tra l&#39;energia dell&#39;eco richiamato e l&#39;energia di un impulso identico che non è stato memorizzato nella memoria. Questo Fattori efficacemente l&#39;effetto delle perdite lineari, per esempio a causa di riflessioni Fresnel sulle superfici o absorption nella cella di filtraggio. Quando si utilizza un rilevamento eterodina, l&#39;energia degli impulsi viene misurata elevando al quadrato il segnale eterodina e misurare le aree di buste di un impulso. La frequenza e la banda dell&#39;impulso recuperato dipende dalla corrente iniettata nelle bobine di gradiente. Semplice manipolazione di queste correnti consente la messa a punto del polso recuperato. Manipolazioni spettrali più complesse (come quelle descritte in 29) può essere fatto utilizzando una configurazione bobina più avanzata in cui il gradiente lungo la memoria può essere regolato in funzione della posizione e del tempo in modo indipendente. <img alt="Figura 1" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig1.jpg" width="500px" /> Figura 1. a) Il regime livello entro il 87 Rb D 1 linea utilizzata nella memoria. La luce sonda viene assorbito Raman per creare una puntata coerenza<html> ween F = 1 e F = 2 PT stati. b) Il gradiente di campo magnetico dà detuning spazialmente dipendente del terreno-stato lungo la lunghezza della cella. Inversione del gradiente e ruotando il raggio di controllo, otterrai il richiamo della luce sonda memorizzato. (Adattato da [34]). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig1highres.jpg" target="_blank">Clicca qui per vedere l&#39;immagine ingrandita</a> . <img alt="Figura 2" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig2.jpg" width="500px" /> Figura 2. Schema di un pulitore modo ottico. Consultare la sezione Metodi per la descrizione. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig2highres.jpg" target="_blank">Clicca qui per vedere l&#39;immagine ingrandita</a> . ig3.jpg &quot;width =&quot; 500px &quot;/&gt; Figura 3. Schema del setup sperimentale AOM = acustoottico modulatore;. EOM = modulatore elettro-ottico; BS = beamsplitter; λ / 4 = piastra quarto d&#39;onda. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig3highres.jpg" target="_blank">Clicca qui per vedere l&#39;immagine ingrandita</a> . <img alt="Figura 4" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig4.jpg" width="500px" /> Figura 4. Una sequenza temporale tipica per la memoria. (Tratto da 35). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig4highres.jpg" target="_blank">Clicca qui per vedere l&#39;immagine ingrandita</a> . <img alt="Figura 5" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig5.jpg" width="500px" /> Figura 5. Heterodyned tipica ampliato la linea Raman, quando uno dei the bobine di gradiente magnetico è acceso. I dati (sottile linea continua) è presa con la misura eterodina. L&#39;oscillazione è dovuta al battimento tra la luce e la luce sonda oscillatore locale. La curva tratteggiata mostra l&#39;inviluppo di questi dati, che è la forma della linea Raman ampliato. (Modificata da 25). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig5highres.jpg" target="_blank">Clicca qui per vedere l&#39;immagine ingrandita</a> . <img alt="Figura 6" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig6.jpg" width="500px" /> Figura 6. Media-efficienza tipica echo GEM per il tempo di conservazione breve. Le bobine di gradiente magnetiche sono accesi a t = 10 msec (linea tratteggiata). Rosso: Ingresso profilo di intensità degli impulsi. Blu: uscita intensità della memoria, dimostrando la fuoriuscita di luce (che risulta sotto l&#39;impulso di ingresso rosso) e ricordato eco, che appare a destra di tegli linea tratteggiata. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig6highres.jpg" target="_blank">Clicca qui per vedere l&#39;immagine ingrandita</a> . <img alt="Figura 7" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig7.jpg" width="500px" /> Figura 7. Four-wave mixing effetto, durante la scansione della linea Raman, per varie potenze campo di controllo e temperature delle celle. Per questa figura solo, le polarizzazioni del campo di controllo e travi sonda sono stati scelti in modo da massimizzare l&#39;effetto. Pc è la potenza del fascio di controllo. (Modificata da 25). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig7highres.jpg" target="_blank">Clicca qui per vedere l&#39;immagine ingrandita</a> .

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Gradient Echo Quantum Memory in Warm Atomic Vapor

La memoria eco di gradiente è un protocollo per la memorizzazione di stati quantistici ottici di luce in gruppi atomici. Memoria quantistica è un elemento chiave di un ripetitore quantistico, in grado di ampliare la gamma di distribuzione quantistica delle chiavi. Abbiamo delineare il funzionamento del sistema quando viene implementato in un 3-livello complesso atomico.

Gradient Echo Quantum Memoria 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 ...

gradient-echo-quantum-memory-in-warm-atomic-vapor

Research

JoVE Journal

Engineering

12.7K Views.  The Australian National University.  La memoria eco di gradiente è un protocollo per la memorizzazione di stati quantistici ottici di luce in gruppi atomici. Memoria quantistica è un elemento chiave di un ripetitore quantistico, in grado di ampliare la gamma di distribuzione quantistica delle chiavi. Abbiamo delineare il funzionamento del sistema quando viene implementato in un 3-livello complesso atomico. 

Video: Gradient Echo Quantum Memory in Warm Atomic Vapor

Compact Quantum Dots for Single-molecule Imaging

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

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

Compact Quantum Dots per singola molecola Imaging

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

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Echo Particle Image Velocimetry

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

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

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

Nanofabrication of Gate-defined GaAs/AlGaAs Lateral Quantum Dots

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

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

Nanofabbricazione di Porta definiti-GaAs / AlGaAs laterali Quantum Dots

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

Analysis of Contact Interfaces for Single GaN Nanowire Devices

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

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

Analisi di contatto Interfacce semplici dispositivi GaN nanowire

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.

Utilizzo dello scattering di incidenza di pascolo risolto neutroni Spin Echo per indagare i materiali organici delle celle solari

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.

Costruzione e caratterizzazione di cavità esterne diodi laser per la Fisica Atomica

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.

Quantum Ingegneria State of Light con onda continua Optical Parametric Oscillatori

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.

Area selettiva Modifica della Silicon bagnabilità della superficie da impulsi laser UV irradiazione in ambiente liquido

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.

Silicio metallico-ossido-semiconduttore Quantum Dots per singolo elettrone di pompaggio

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.

Procedura sperimentale per filatura caldo dei componenti in alluminio pressofuso

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