A pesquisa é apoiada pelo Centro Australian Research Council of Excellence para Computação Quântica e da Comunicação, número do projeto CE110001027.

1. Alguns elementos personalizados construídos <ol><li> Ressonadores anel Neste experimento, dois ressonadores anel que dividir e combinar feixes de freqüências diferentes são necessários. O desenho da cavidade está representada na fig. 2. <ol><li> Construir as ressonadores ao redor de um cilindro oco de alumínio granel. De um lado, montar dois espelhos planos com refletividade idênticos. Na extremidade oposta montar um espelho curvo máxima reflectividade. Os espelhos não precisa de ser colado a cavidade do espaçador. Com usinagem cuidadosa do espaçador, o fim-caps são suficientes para mantê-los no lugar. </li><li> Combine o espelho curvo com um atuador O-ring e piezoelétrico para permitir o controle da frequência de ressonância da cavidade. Coloque o anel de vedação entre o espelho e o espaçador da cavidade, com o piezo atrás do espelho. Comprimir esses elementos para o espaçador cavidade com o tampa para permitir a atuação rápida do espelho fim. A combinação de compressão O-ringe piezo de alta velocidade geralmente permitem a larguras de banda de controlo superior a 10 kHz. Nota: Para este exemplo, os espaçadores são de cerca de 25 cm de comprimento. Este comprimento é arbitrária, mas ela deve ser escolhida de modo a que o controlo e luz da sonda não são coresonant, o que significa que a separação hiperfina não deve ser um múltiplo de a--gama espectral livre. Devido à geometria do anel, a cavidade terá modos de polarização não degeneradas de fineza diferente. Os espelhos personalizados revestidos são especificados para proporcionar uma cavidade de fineza de cerca de 1.000-s de luz polarizada, o que leva a uma finura de cerca de 100 para o p-luz polarizada. Embora esses experimentos normalmente são realizados no modo de baixa finesse, a configuração pode ser facilmente mudado para o modo de alta finesse deve ser exigido de filtragem mais forte das vigas. </li></ol></li><li> Concepção da célula de memória e o seu alojamento <ol><li> Para construir o aparelho de memória, use um longo célula contendo isotopicamente reforçada 87 Rb along com 0,5 Torr de gás tampão Kr. Na configuração, o comprimento é de 20 cm. As janelas da célula são anti-reflexo revestido. Esta célula tem de ser aquecido a cerca de 80 ° C, utilizando um fio de aquecimento não magnético. </li><li> Encerre a célula em três solenóides concêntricos. Os dois solenóides interiores criam os gradientes de campo magnético. Para encerrar estas solenóides, realizar uma simulação usando a equação de Biot-Savart. Simule o solenóide de passo variável que irá fornecer um campo magnético variável linearmente. </li><li> Usando um programa de gráficos, imprimir um enredo desta espiral sobre um pedaço de papel. Enrole o papel em torno de um tubo de PVC para fornecer uma linha a seguir e enrole o fio no tubo. Nota: Nesta configuração as bobinas são de 50 cm de comprimento, mais de duas vezes o comprimento da célula de gás, para evitar os efeitos de borda. Os diâmetros são 6 e 10 cm, que é o dobro do diâmetro da célula, para garantir que os campos magnéticos são principalmente longitudinal. Os solenóides gradiente se opõem de modo that comutação entre eles irá mudar o sinal do gradiente (ver. Fig. 3). Numa experiência típica, 2-3 A de corrente é executado através destas bobinas e as bobinas são ligadas em 3-4 ms. </li><li> Para otimizar o tempo de comutação e parar oscilações usar 200 Ω resistores de amortecimento em série com as bobinas. Colocar estes dois solenóides no interior da terceira bobina de feridas que normalmente é usado para proporcionar um campo magnético DC para elevar a degenerescência dos níveis de Zeeman. Rubídio tem um deslocamento de cerca de 1,4 MHz / G do campo magnético 26. Um típico campo DC é de 6 L, enquanto que os gradientes seria de 2 L / m. </li><li> Colocar duas camadas de metal μ blindagem em torno dos três bobinas magnéticas para reduzir a influência do campo magnético da Terra no experimento. </li></ol></li></ol> 2. Layout da Path feixe óptico <ol><li> Use um único laser modo ligado perto da linha de rubídio D 1 a 795 nm. Monitorar a freqüênciado laser usando uma medição de absorção saturados, como mostrado na Figura 3. Desafinar a freqüência em cerca de 1,5 GHz acima da F = 2 a F &#39;= 2 transição. Esta será a frequência aproximada de controle do feixe. </li><li> No BS2 refletores, toque em alguma luz fora o laser principal para formar o feixe de controle. Mude sua freqüência usando o modulador AOM1 óptico-acústico. Este AOM também permite a modulação da potência do feixe de controle. Para conduzir o AOM, passar a saída de uma fonte de sinal de RF através de um interruptor, que é controlado por um sinal TTL, e, em seguida, amplificar o sinal antes de o enviar para o AOM. Sintonize a frequência de controle, para otimizar a absorção Raman por exemplo, alterando a freqüência de carro do OMA. A frequência de RF dos OMAs na configuração é de 80 MHz, mas isso é arbitrário. </li><li> Desafinar o feixe de prova, que será armazenado na memória quântica, por 6,8 GHz do feixe de controle, esta freqüência, sendo a divisão do estado fundamental de hiperfina87 Rb. Para preparar esta frequência, passar o laser através de um modulador electro-óptico acoplado a fibra que é accionado por uma fonte de microondas de 6,8 GHz. Isto gera uma série de bandas laterais em harmónicas de 6.8 GHz, acima e abaixo da frequência portadora. </li><li> Para se obter um feixe de sonda com uma frequência pura, separar a 6. 8 GHz luz de todas as outras bandas laterais de modulação indesejados. Para fazer isso, use uma das cavidades do anel. Bloquear Cavity 1 em ressonância com a 6. 8 GHz de banda lateral. Esta freqüência será então transmitido através do ressonador, enquanto todas as outras freqüências são refletidas, preparando-se, assim, uma freqüência pura, que irá abordar o estado F = 1 chão dos átomos de rubídio. A cavidade pode ser bloqueado usando a técnica de Pound-Drever-Hall 27], usando a luz refletida pelo espelho de entrada. </li><li> Toque fora uma parte do feixe de laser em BS3 e enviá-lo através AOM2 para permitir um bom controle da freqüência e da intensidade do feixe de prova. Lásão um par de métodos disponíveis para conduzir a OMA. Por exemplo, utiliza um gerador de sinais programável definido para gerar impulsos gaussianos modulados em 80 MHz. Alternativamente, combinar um sinal contínuo de 80 MHz com um pulso em um misturador de RF para dar um pulso modulada em 80 MHz. De qualquer maneira, este Gaussian modulado é então amplificada e enviada para o AOM para dar um pulso de luz em uma ordem difratada da OMA. Nota: A ordem difractado irá proporcionar impulsos finamente controlada de luz que podem ser armazenados na memória. A amplitude dos impulsos pode ser ajustado através de uma combinação da alimentação para a unidade de OMA e variando a razão de divisão de BS1. Isto permite a produção fiável de uma vasta gama de amplitudes de impulso e, em particular, permite a produção de impulsos muito fracas com os números de fótons média inferior a 1 23. </li><li> A próxima etapa é para recombinar os feixes sonda e controle. Isto pode ser feito com um separador de feixe simples, mas que significaria a perda de uma parte da luz.Se a polarização da sonda e de controlo foram, em seguida, ortogonal recombinação sem perdas poderia ser conseguido utilizando um divisor de feixe de polarização, mas o armazenamento só pode realmente ser optimizadas através de um controlo independente das sondas de controlo e polarizações. <ol><li> Para conseguir isso, utilizar um segundo, de alta eficiência, de correspondência de impedância, a cavidade do anel. Configurar uma cavidade de modo que o feixe de prova é transmitida através, enquanto o campo de controle é refletida no espelho de saída. Transmissão da sonda através deste segundo ressonador também fornece uma segunda camada de filtração de frequência, o que ajuda a evitar problemas com a mistura de quatro ondas. </li><li> Bloquear esta cavidade para a frequência do feixe de teste usando um feixe de fecho auxiliar (linha a tracejado), que é injectado no modo reverso da cavidade. Ajuste este feixe para uma frequência, polarização diferente e modo espacial do feixe de prova de modo a que possa ser detectado em reflexão sem afectar adversamente o feixe de sonda. A razão para isto é o esforço que eleé extremamente difícil de usar o baixo consumo de energia, feixe de prova pulsada para bloquear a cavidade. As vigas de controlo e de teste são colimada antes da célula de memória de 7 mm e 3 mm de tamanho, respectivamente. </li><li> O poder campo de controle antes de a célula de memória é de aproximadamente 270 mW e poder sondar podem ser escolhidos a partir de zero a poucos microwatts, dependendo do experimento prazo. Usando uma placa de quarto de onda, ajustar a polarização dos feixes de sonda e de controlo combinados para ser (aproximadamente) circular e do mesmo helicidade. Injecta-se o aparelho de célula de gás de memória. </li></ol></li><li> Controlar o tempo de todos os elementos da experiência utilizando um programa LabVIEW 28. Um ciclo de trabalho típico seria 120 ms. Ligue o aquecedor desligado durante o tempo de armazenamento de memória para evitar a interferência com o funcionamento da memória. Uma sequência de temporização típica é mostrada na Figura 4. Quando possível, mudar o feixe de controlo fora enquanto a luz é armazenado na memória. Em uma célula de gás quente, embora ªe Raman transição é afinado do estado animado para além da largura Doppler, o campo de controle ainda pode ser uma fonte significativa de decoerência na memória devido à probabilidade não-zero do espalhamento Raman espontâneo. O espalhamento Raman é diretamente proporcional à potência campo de controle e inversamente ao detuning quadrado. Se o campo de controlo é mantido durante todo o tempo de armazenamento, que pode interagir com os dois membros inferiores e destruir a coerência com a taxa exponencial definida pela dispersão. Isto é explicado mais adiante na seção de discussão. </li><li> Depois de armazenamento e recuperação, passar a sonda através de uma célula de filtragem a fim de tirar o campo de controle do feixe. É possível utilizar uma célula com uma mistura natural de Rb. O Rb 85 domina e absorve fortemente na freqüência do feixe de controle, fornecendo 60 dB de supressão. O feixe de prova é atenuado muito menos, tipicamente 1,4 dB. Usar uma célula 75 milímetros de comprimento, aquecida a 140 ° C.Uma célula com isotopicamente reforçada Rb 85 levaria a uma menor absorção da sonda. </li><li> O passo final é a detecção dos impulsos de sonda, utilizando um homodinas ou detecção heteródina. A vantagem deste método de detecção é que o modo seletivo é tão pouco de luz controle residual não terá impacto sobre as medições. O eco tem uma polarização (quase) circular que é feito usando uma combinação linear placa half-wave/quarter-wave. <ol><li> Para produzir o oscilador local, toque fora de uma parte do feixe de BS4 e mudar sua freqüência usando AOM4. Guarde o sinal a partir da configuração homodinas ou heterodyne usando um osciloscópio rápido, acionado para o programa de controle do LabVIEW. </li></ol></li></ol>

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Os autores declaram que não têm interesses financeiros concorrentes.

Uma condição necessária para uma elevada eficiência de memória é um alto OD [30]. O diâmetro externo da Λ-GEM é proporcional ao factor de Raman Ω_c 2 / Δ 2, onde Ω_c é a frequência de Rabi campo de acoplamento e Δ é a dessintonização Raman do estado animado. A taxa de espalhamento Raman espontâneo também é proporcional ao fator de Raman e não há, portanto, um trade-off entre a obtenção de alta absorção e de espalhamento de baixas perdas. Para encontrar os melhores ajustes para o campo de controle de energia, desafinação e gás temperatura usamos um processo iterativo. As perdas de dispersão pode ser atenuado, em certa medida, desligando o controle do feixe, durante o armazenamento, depois do impulso é totalmente absorvido. Profundidade óptica também é afetada pelo estado interno dos átomos. Idealmente, gostaríamos de ter tantos átomos quanto possível no nível hiperfino F = 1 para aumentar a absorção da sonda. O feixe de controle também desempenha aqui um papel, uma vez que actua para bombear átomos de F = 2 aF = 1 níveis. Isto não é muito eficiente, em virtude da dessintonização, mas o feixe de controle é poderosa e pode ser deixado por longos períodos de tempo entre as experiências de armazenamento de pulso. A largura da linha Raman em nosso experimento é em torno de 100 kHz, que é principalmente um resultado da ampliação de energia causada pelo campo de controle. Isto quase que corresponde à taxa à qual os átomos são bombeados da F = 2 para o estado hiperfina F = 1. No entanto, haverá uma população deixada em mf = 2 (ou -2, dependendo do sinal da polarização circular) de nível hiperfina F = 2, devido à falta de transições ópticas desejados. O OD também irá depender fortemente da temperatura da célula, o que determina o número de átomos na fase gasosa. Usamos uma temperatura de cerca de 78 ° C, medida no centro da célula. Percebemos que em nosso celular, o aumento da temperatura além de 85 ° C pode resultar em alguma absorção do campo de controle, bem como algumas absorção incoerente of thsinal e sonda. O aquecedor é desligado durante a execução experimental para evitar perturbar o campo magnético no interior da célula. Polarizações das duas áreas de sonda e de controlo também desempenham um papel crucial na eficiência de absorção da memória. A linha de transição D1 de 87Rb tem dois estados excitados hiperfinos com um total de 8 subníveis Zeeman. Em princípio, a escolha de polarizações circulares idênticos tanto para a sonda e os campos de controlo garante que apenas interagem com o nível de estado animado mf = 2 (ou -2), F &#39;= 2. As polarizações lineares ou elípticas dos campos de laser dar origem a Raman acoplamento através de outros sub-níveis Zeeman de F &#39;= 1, 2. Isto irá resultar na ampliação e assimetria na forma de linha de Raman, devido às diferentes constantes de acoplamento e ac Stark deslocamentos das várias transições. Infelizmente, sonda e controle polarizada campos circulares identicamente preparados antes que a memória pode experimentar diferentes polarização auto-rotations como eles se propagam através da memória. Este efeito é mais pronunciado na mídia OD altos, o que temos em nosso experimento. Isso significa que o ajuste fino da sonda e controle do feixe de polarização é necessária para neutralizar o impacto da auto-rotação. Para complicar ainda mais, um processo degenerado de mistura de quatro ondas (FWM) às vezes pode ser visto quando se trabalha com grande OD 25. Isto pode fazer com que a amplificação e, consequentemente, introduzir ruído para o estado da memória de saída. Em particular, quando a polarização linear é usado tanto para o controle e vigas de sonda, o efeito FWM pode ser muito maior, devido à excitação Raman através de vários estados excitados. As condições sob as quais o processo é FWM ou aprimoradas ou suprimidos no nosso sistema estão resumidos na Ref. 25. O impacto da FWM pode ser mitigado por, mais uma vez, o ajuste fino da polarização dos feixes sonda e controle. Desta forma, os processos de FWM pode ser reduzida ao ponto em que eles fazemNão adicionar ruído à lembrou luz 23. No que diz respeito ao FWM, vale a pena notar que as duas cavidades desempenham um papel importante para a supressão da GHz lateral -6,8 gerado pela fibra-MOE que seria de outra forma o processo de semente FWM. Tanto a auto-rotação e FWM afectar a forma da linha de Raman alargado. Após ajuste fino, pode-se conseguir uma característica de absorção bastante simétrico, aproximadamente de forma rectangular, como mostrado na Figura 5. Isto contrasta com o caso mostrado na Figura 7, onde as polarizações foram escolhidas para demonstrar o impacto de FWM. Aqui o recurso de Raman é altamente assimétrica. Como mencionado anteriormente, uma célula Rb abundância natural foi usada para filtrar o feixe de controlo e transmitir o feixe de sonda para a secção de detecção. Devido à alta temperatura desta célula, percebemos que as correntes de ar ao redor das janelas das celas causar variação na visibilidade franja da detecção heteródino, resulting em flutuações do sinal. Este efeito tem sido minimizado mediante a aplicação da detecção heteródina imediatamente após a célula de filtragem e reduzir as correntes de ar em torno das janelas celulares utilizando o design forno apropriado. Observou-se uma perda de sonda de cerca de 30% através da célula de filtragem, devido às reflexões de Fresnel a partir das janelas e à absorção por 87 átomos de Rb na célula de filtragem. Esta perda pode, potencialmente, ser reduzido pelo uso de revestimentos anti-reflexo sobre as janelas de célula e usando puro 85 Rb, em vez de uma mistura natural de Rb. Numa célula de vapor quente, a difusão é uma das principais limitações para o tempo de armazenamento. Após a absorção de luz, os átomos podem difundir para fora da região coerente, apagando assim parcialmente a informação armazenada. Adicionando um gás tampão (0,5 Torr Kr, na nossa experiência) reduz o efeito de difusão, em certa medida. Gás tampão muito, no entanto, vai aumentar colisão ampliando 31. Isso aumenta dezembroabsorção campo OERÊNCIA e controlo, o que reduz a eficiência da bombagem mencionado acima. Outra maneira de reduzir o efeito de difusão transversal é aumentar o volume de interacção, alargando os perfis transversais de campos de sonda e de controlo. Esta abordagem irá, eventualmente, ser limitada por colisões inelásticas com as paredes das células. Neste caso, as paredes celulares podem ser revestidos com materiais antirelaxation 32, 33, para fornecer as colisões elásticas nas paredes e, por conseguinte, aumentar o tempo de coerência atómica. Ao minimizar a colisão parede inelástica utilizando revestimentos de paredes adequados e aumentando o tamanho do feixe de laser para praticamente cobrir a secção transversal das células, seria de esperar efeitos mínimos de difusão transversal sobre o tempo de armazenamento. Difusão longitudinal pode, em seguida, tornar-se o efeito decoerência dominante em tempos de armazenamento de comprimento. Difusão longitudinal faz com que os átomos de experimentar diferentes intensidades de campo magnético durante o tempo de armazenamento, que pode resultar em Reph reduzidaeficiência asing. Uma forma de controlar a difusão longitudinal seria a utilização de um conjunto atómica frio, tais como átomos que foram arrefecidas numa armadilha magneto-óptica (MOT). Isso, no entanto, requer uma nova camada de complexidade experimental envolvido no controle frio nuvem atômica. Este é um sistema que estamos atualmente avaliando em nosso laboratório 36.

Um dos desafios enfrentados pendentes tecnologia da informação quântica é a capacidade de construir uma memória para estados quânticos. Para fotônico quântico de computação 1, ou um repetidor quântico usado em um sistema de distribuição quântica de chaves 2, isso significa a construção de uma memória que pode armazenar estados quânticos da luz 3. Uma das abordagens para este objectivo é a utilização de conjuntos de átomos que podem ser controlados de tal forma que para guardar e, em seguida, libertar controladamente luz em algum tempo mais tarde. Várias técnicas foram desenvolvidas, incluindo a transparência eletromagneticamente induzida (EIT) 4, a freqüência pente atômica (AFC) 5, 6, 7, a mistura de quatro ondas (FWM) 8, 9 absorção Raman, a interação Faraday 10 e fótons técnicas de eco 11, 12 , 13, 14, 13, 15, 16, 17, 18, ​​19. O foco deste trabalho é Λ - Gradiente eco Memória (Λ-GEM), que trabalha com trêsMídia atômicas estruturadas em nível de &quot;Λ&quot;. Ele foi inicialmente implementado em uma célula de vapor de Rb quente em 2008 20. Este esquema tem sido usado como uma memória de acesso aleatório para pulsos de luz, 21 anos, tem uma eficiência demonstrada tão alta quanto 87% 22, fornece armazenamento silencioso de estados quânticos 23 e mostra alguma promessa como uma plataforma para operações ópticos não-lineares 24. Temos também publicou recentemente um artigo que vai para algum detalhe sobre a interação deste com a memória quente vapor atômico 25. A essência da técnica é que se preparar um conjunto de átomos que é homogénea alargado, de modo que os átomos irá absorver um pulso de luz. Na nossa experiência utilizamos absorção de Raman, como mostrado na figura 1a. A luz da sonda, que é para ser armazenada, vão ser mapeados a coerência entre dois estados fundamentais dos átomos. A ampliação é fornecida através da aplicação de um campo magnético gradient ao longo da direcção de propagação óptica, induzindo um gradiente espacial nas frequências de absorção de Raman, como mostrado na Figura 1b. Os diferentes componentes de frequência do pulso armazenados são assim mapeada para diferentes localizações espaciais linearmente ao longo do comprimento do conjunto atómica. Em outras palavras, o perfil espacial da onda de spin atómica que é gerado pela absorção do impulso de entrada é proporcional à transformada de Fourier do perfil temporal do impulso de entrada. Como vamos delinear mais tarde, é o gradiente de freqüência que também permite que algumas das capacidades de processamento espectrais interessantes desta memória. Ao inverter o gradiente de campo, a evolução da coerência do conjunto atômico pode ser revertida a tempo. Isso permite a recuperação do 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 de memória echo (GEM) é um protocolo para o armazenamento de estados quânticos ópticas de luz em ensembles atômicos. A principal motivação para esse tipo de tecnologia é que a distribuição quântica de chaves (QKD), que usa da incerteza de Heisenberg para garantir a segurança de chaves criptográficas, é limitado na distância de transmissão. O desenvolvimento de um repetidor quântico é um caminho possível para aumentar o alcance QKD, mas um repetidor vai precisar de uma memória quântica. Em nossos experimentos, usamos um gás de rubídio 87 vapor que está contido em uma célula de gás quente. Isso torna o sistema particularmente simples. É também um regime altamente versátil, que permite refinamento na memória de estado armazenado, tais como o deslocamento de frequência de largura de banda e de manipulação. A base do protocolo de GEM é de absorver a luz para um conjunto de átomos que foram preparadas de um gradiente de campo magnético. A reversão deste gradiente leva a rephasing da polarização atômica e, assim, recordação do estado óptico armazenado. We irá descrever como nos preparamos os átomos e este gradiente e também descrever algumas das armadilhas que devem ser evitadas, em particular de mistura de quatro ondas, o que pode dar origem a ganho óptico.

1. Usando a absorção Raman como uma ferramenta de diagnóstico O primeiro resultado para obter uma absorção linha Raman da luz feixe de prova. Otimização desse recurso absorção vai um longo caminho para atingir o melhor desempenho da memória. Com as bobinas magnéticas gradiente desligado, a freqüência de controle pode ser verificado na presença de uma fraca onda sonda contínua. A absorção do feixe de sonda está directamente relacionada com a densidade óptica da célula atómica. Com base nisso, a temperatura da célula de alimentação do feixe de controlo e único desafinação fotões pode ser optimizado por meio de um processo iterativo para dar o melhor possível a absorção de Raman. Poder de controle de feixe muito irá aumentar a absorção, mas também ampliar a largura da linha. Quando optimizado, a largura é da ordem de 100 kHz no nosso sistema. Ligar uma das bobinas de gradiente vai alargar a linha de Raman. A largura da absorção ampliada dissuadirminas a largura de banda da memória. Um compromisso, em seguida, tem de ser feita entre a densidade óptica, o que afeta a eficiência da memória e largura de banda de memória. A transmissão da sonda é mostrado para uma das nossas linhas Raman ampliaram na Figura 5, onde a largura de banda de memória está definida para cerca de 1 MHz. Ligar os dois rolos magnéticos de gradiente, ao mesmo tempo, a largura da linha de absorção nonbroadened deve ser recuperado. Qualquer desequilíbrio na magnitude atual ou heterogeneidade espacial dos campos magnéticos irão refletir diretamente em uma ampliação e distorção da absorção Raman. 2. Armazenamento de pulso A configuração mais simples para a memória é o armazenamento de pulso único e recuperação. Isso seria, por exemplo, armazenar os impulsos de duração de 2 ms e alternando as bobinas magnéticas gradiente 3 ms após o impulso de pico, como se mostra na Figura 6. Se a densidade óptica é baixo, cerca de luz leakage será observada em função da densidade óptica (DO) do meio. Ajustando cuidadosamente os parâmetros de memória é essencial para a obtenção de armazenamento de alta eficiência. Isto inclui a otimização da temperatura da célula de memória, o alinhamento cuidadoso entre a sonda e o campo de controle, ajustar a intensidade do feixe de controle para encontrar o melhor compromisso entre a absorção e espalhamento, garantindo a polarização correta das vigas e ajustar as freqüências de a sonda e controle vigas. Este método de otimização é explicado na seção de discussão. Os ganhos de eficiência superiores a 80% para um tempo de armazenamento de 4 ms 22 pode ser esperado, quando todos estes parâmetros estão bem sintonizado. A eficiência do armazenamento é definida como a relação entre a energia do eco recuperado e a energia de um impulso idênticos que não tenha sido armazenada na memória. Este factores eficazmente o efeito de perdas lineares, por exemplo, devido a reflexões de Fresnel nas superfícies ou absorptíon na célula de filtragem. Quando se utiliza uma detecção heteródina, a energia dos impulsos é medida por quadratura do sinal heteródino e medindo as áreas dos envelopes do pulso. A frequência e largura de banda do pulso recuperado depende da corrente injectada nas bobinas de inclinação. Simples manipulação destas correntes permite a sintonia fina do pulso recuperado. Manipulações espectrais mais complexos (tais como aquelas descritas em 29) pode ser feito utilizando uma configuração de bobina mais avançada em que o gradiente ao longo da memória pode ser ajustado em função da posição e do tempo de forma independente. <img alt="Figura 1" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig1.jpg" width="500px" /> Figura 1. a) O esquema de nível dentro do 87 Rb D 1 linha usada na memória. A luz sonda é absorvido Raman para criar uma aposta coerência<html> ween o F = 1 e F = 2 solo-estado. b) O gradiente de campo magnético dá detuning espacialmente dependente da terra-estados ao longo do comprimento da célula. A inversão do gradiente e transformando o feixe de controle sobre dá recordação da luz sonda armazenado. (Adaptado de [34]). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig1highres.jpg" target="_blank">Clique aqui para ver a imagem ampliada</a> . <img alt="Figura 2" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig2.jpg" width="500px" /> Figura 2. Esquema de um modo mais limpo óptica. Consulte a seção Métodos para uma descrição. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig2highres.jpg" target="_blank">Clique aqui para ver a imagem ampliada</a> . &quot;width =&quot; ig3.jpg 500px &quot;/&gt; Figura 3. Esquemática da instalação experimental AOM = acústico-ótico modulador;. MOE = Electro-Optic modulador; BS = Refletor; λ / 4 = placa de quarto de onda. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig3highres.jpg" target="_blank">Clique aqui para ver a imagem ampliada</a> . <img alt="Figura 4" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig4.jpg" width="500px" /> Figura 4. A seqüência temporal típico para a memória. (Extraído de 35). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig4highres.jpg" target="_blank">Clique aqui para ver a imagem ampliada</a> . <img alt="Figura 5" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig5.jpg" width="500px" /> Figura 5. Heterodyned típica ampliou linha Raman quando um dos poe bobinas magnéticas inclinação é ligado. Os dados (linha sólida fina) é feita usando medição heteródino. A oscilação é, devido ao batimento entre a luz e sonda de luz de oscilador local. A curva a tracejado mostra o envelope de dados, que é a forma da linha de Raman alargado. (Modificado de 25). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig5highres.jpg" target="_blank">Clique aqui para ver a imagem ampliada</a> . <img alt="Figura 6" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig6.jpg" width="500px" /> Figura 6. Eco-eficiência típica média GEM para tempo de armazenamento curto. As bobinas magnéticas gradiente são ligadas em t = 10 ms (linha tracejada). Vermelho: perfil de intensidade de entrada de impulsos. Azul: saída de intensidade da memória, o que demonstra uma fuga de luz (que é aparente sob o impulso de entrada vermelho) e lembrou do eco, que aparece à direita de tele correu linha. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig6highres.jpg" target="_blank">Clique aqui para ver a imagem ampliada</a> . <img alt="Figura 7" fo:content-width="6in" src="/files/ftp_upload/50552/50552fig7.jpg" width="500px" /> Figura 7. Quatro onda efeito de mistura, ao verificar a linha de Raman, para várias potências de campo de controlo e as temperaturas da célula. Para esta figura única, as polarizações do campo de controlo e vigas de sonda foram escolhidos de forma que eles maximizar o efeito. Pc é a potência do feixe de controle. (Modificado de 25). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/50552/50552fig7highres.jpg" target="_blank">Clique aqui para ver a imagem ampliada</a> .

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Gradient Echo Quantum Memory in Warm Atomic Vapor

A memória eco gradiente é um protocolo para armazenar estados quânticos ópticas de luz em ensembles atômicos. Memória quântica é um elemento-chave de um repetidor quântico, o que pode ampliar o leque de distribuição quântica de chaves. Nós delinear o funcionamento do esquema quando implementado em um conjunto atômico de 3 níveis.

Gradiente eco Quantum Memória em Warm Atomic Vapor

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

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Research

JoVE Journal

Engineering

12.7K visualizações.  The Australian National University.  A memória eco gradiente é um protocolo para armazenar estados quânticos ópticas de luz em ensembles atômicos. Memória quântica é um elemento-chave de um repetidor quântico, o que pode ampliar o leque de distribuição quântica de chaves. Nós delinear o funcionamento do esquema quando implementado em um conjunto atômico de 3 níveis. 

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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.

Compactas pontos quânticos para uma única molécula de imagem

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

Engenharia

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 Velocimetria por Imagem 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.

Nanofabricação de GaAs / AlGaAs Quantum Dots laterais de porta definidos

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.

Análise de Contato Interfaces para únicos dispositivos de nanofios de GaN

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

Construction and Characterization of External Cavity Diode Lasers for Atomic Physics

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

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

Construção e Caracterização de externas Cavity lasers de diodo para Física Atômica

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 Estadual de Engenharia de Luz com onda contínua Optical Parametric osciladores

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.

Seletiva Área Modificação de Superfície Wettability Silicon por Pulsed Laser irradiação UV em meio 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.

Silicon Metal-Óxido-semiconductor Quantum Dots para bombear-elétron único

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.

Procedimento Experimental para a fiação quente do elenco componentes de alumínio

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

Measurement of Quantum Interference in a Silicon Ring Resonator Photon Source

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

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