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Eine Vollfaser

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Scientific Reports Band 13, Artikelnummer: 523 (2023) Diesen Artikel zitieren

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Details zu den Metriken

Eingefangene Ionen sind eine vielversprechende Plattform für den Einsatz von Quantentechnologien. Allerdings sind herkömmliche Ionenfallenexperimente aufgrund der Verwendung von Freiraumoptiken tendenziell sperrig und umgebungsempfindlich. Hier präsentieren wir eine Einzelionenfalle mit integrierten optischen Fasern, die direkt in die Fallenstruktur eingebettet sind, um Laserlicht zu liefern und die Fluoreszenz des Ions zu sammeln. Dadurch entfällt die Notwendigkeit optischer Fenster. Wir charakterisieren die Leistung des Systems und messen die Fluoreszenz des Ions mit Signal-Hintergrund-Verhältnissen in der Größenordnung von 50, was uns die Durchführung interner Zustandsauslesemessungen mit einer Genauigkeit von über 99 % in 600 \(\upmu\)s ermöglicht. Wir testen die Widerstandsfähigkeit des Systems gegenüber thermischen Schwankungen im Bereich zwischen 22 und 53 \(^{\circ }\)C sowie die Vibrationsbeständigkeit des Systems bei 34 Hz und 300 Hz und stellen keine Auswirkungen auf seine Leistung fest. Die Kombination aus Kompaktheit und Robustheit unserer fasergekoppelten Falle eignet sich hervorragend für Anwendungen in und außerhalb von Forschungslaborumgebungen und insbesondere für hochkompakte tragbare Quantentechnologien wie tragbare optische Atomuhren. Während unser System zum Einfangen von 40Ca+-Ionen konzipiert ist, können die grundlegenden Designprinzipien auf andere Ionenarten angewendet werden.

Eingefangene Ionen sind ein vielversprechender Kandidat für eine Vielzahl von Quantentechnologien. Es handelt sich um intrinsisch reproduzierbare Systeme, die eine lange Kohärenz- und Einfanglebensdauer aufweisen, und Techniken zur Vorbereitung, Auslesung und Manipulation ihrer internen und externen Quantenzustände sind gut entwickelt. Dadurch eignen sie sich hervorragend für den Einsatz unter anderem in der Quanteninformationsverarbeitung1,2, der Präzisionsspektroskopie3 und Tests der Grundlagenphysik4,5. Während bei der Entwicklung und Miniaturisierung neuartiger Ioneneinfangstrukturen und zugehöriger Vakuumsysteme bemerkenswerte Fortschritte erzielt wurden6,7, basieren die optischen Systeme, die zur Manipulation und Erkennung des Zustands der eingefangenen Ionen erforderlich sind, immer noch hauptsächlich auf Freiraumoptiken. Dadurch entsteht eine kompakte Ionenfalle, die von einem großen Volumen optischer Komponenten umgeben ist, die oft anfällig für Drifts und Vibrationen sind und eine regelmäßige Neuausrichtung erfordern, da Freiraumoptiken zu einer Instabilität der Strahlausrichtung und damit zu einer Verschlechterung der Systemleistung führen können. Während dies für laborbasierte Forschungssysteme akzeptabel sein kann, stellt dies für den Betrieb außerhalb von Forschungslaboren ein erhebliches Hindernis dar. Insbesondere die Anfälligkeit der Strahllenkungs- und Detektionsoptik gegenüber Vibrationen, Temperaturschwankungen und Drifts behindert den Einsatz gefangener Ionen in feldtauglichen Mess- und Sensorsystemen.

In den letzten Jahren wurden Fortschritte bei der Integration der Fluoreszenzdetektionsoptik in die Ionenfallenstruktur mithilfe optischer Fasern erzielt8,9,10. Dadurch entfällt der Bedarf an Linsen mit großer numerischer Apertur, die anfällig für Fehlausrichtung und Drift sind, und ermöglicht eine einfache Verbindung zum Photonendetektor. Dies hat jedoch den Nachteil, dass die fehlende räumliche Filterung zu einer höheren Empfindlichkeit gegenüber Lichtstreuung durch die Fallenelektroden oder die umgebenden Strukturen führt. Ein anderer Ansatz besteht darin, integrierte supraleitende Einzelphotonendetektoren11 und Einzelphotonen-Lawinenfotodioden12 zu verwenden. Obwohl diese eine hohe Sammeleffizienz bieten, eignen sie sich am besten für planare Ionenfallen im Gegensatz zu dreidimensionalen Einfangstrukturen, wobei letztere aufgrund ihrer geringeren Heizraten und höheren Einfangeffizienzen für Atomuhranwendungen bevorzugt werden. Darüber hinaus verbietet die Anforderung, supraleitende Geräte bei kryogenen Temperaturen zu betreiben, ihre Verwendung in sehr kompakten und tragbaren Systemen. Ein dritter Ansatz besteht darin, im Vakuum integrierte Optiken zu verwenden, um die Sammlung ionischer Fluoreszenz13,14,15 zu maximieren, und zwar in Verbindung mit optischen Elementen außerhalb des Vakuums. Diese Lösungen eignen sich gut für planare Ionenfallen und sind besonders interessant für Multiionensysteme, erfordern jedoch immer noch eine Vakuumkammer mit Fenster und eine sorgfältige Ausrichtung externer optischer Komponenten.

Fortschritte wurden auch bei der Integration der Abgabeoptik erzielt, wobei optische Wellenleiter verwendet werden, die in das Substrat von Oberflächenionenfallen eingebettet sind16,17,18,19. Dabei werden diffraktive Koppler verwendet, um die Strahlen auf die Position des Ions zu fokussieren. Dies führt zu mechanisch robusten und verstellungsfreien Systemen und erzeugt ausreichend kleine Strahltaillen. Die Ausrichtung der Eingangsfasern auf die eingebetteten Wellenleiter kann jedoch schwierig sein, was zu einer geringen Gesamteffizienz der optischen Übertragung führt. Es wurde auch über die Übertragung von Strahlen mit einer einzigen Wellenlänge unter Verwendung einer in einer Oberflächenfalle integrierten optischen Single-Mode-Faser berichtet20, eine vollständige Integration aller Übertragungsstrahlen sowie eine Fluoreszenzsammlung konnten bisher jedoch nicht nachgewiesen werden.

In diesem Artikel stellen wir eine faserintegrierte Ionenfallenstruktur vor, die eine externe Freiraumoptik oder einen optischen Zugang überflüssig macht. Eine auf 10 basierende Ionenfalle im Endkappen-Stil verfügt über eine optische Multimode-Faser, die zur Fluoreszenzsammlung in eine der HF-Elektroden integriert ist, und verwendet optische Fasern im Vakuum und eine Fokussieroptik, um das erforderliche Laserlicht an das Ion zu liefern. Diese Laserabgabestruktur erleichtert die flexible Ausrichtung der einzelnen Strahlpolarisationen und -winkel während der Fallenmontage. Die geometrische Anordnung der Multimode-Sammelfaser, ihre unmittelbare Nähe zum Ion und die gute Modenform der Lieferoptik ermöglichen es uns, die Fluoreszenz des Ions auch ohne räumliche Filterung mit hohen Signal-Hintergrund-Verhältnissen zu messen. Wir haben das System unter verschiedenen Temperatur- und Vibrationsbedingungen charakterisiert, wodurch wir zeigen können, dass seine Leistung von Änderungen der Umgebungsbedingungen nicht beeinflusst wird. Die kompakte Größe, Robustheit und Flexibilität dieses Fallendesigns machen es gut geeignet für Anwendungen in Einzelionenexperimenten außerhalb des Forschungslabors, mit besonderem Schwerpunkt auf tragbaren optischen Atomuhren.

Unser System ist für das Einfangen von Kalziumionen konzipiert. 40Ca+ eignet sich besonders gut für Anwendungen in tragbaren optischen Atomuhren und Sensoren, da über kompakte Diodenlaser alle Wellenlängen zugänglich sind, die für die Ionisierung, Kühlung, das erneute Pumpen, das Löschen und die spektroskopische Abfrage des Uhrenübergangs erforderlich sind. Darüber hinaus sind alle diese Wellenlängen mit Glasfaserkomponenten kompatibel, was für die Miniaturisierung und Robustheit des Aufbaus von entscheidender Bedeutung ist.

Die relevanten Energieniveaus von 40Ca und 40Ca+ sind in Abb. 1 dargestellt. Um neutrales 40Ca zu ionisieren, verwenden wir einen resonanten Übergang bei 423 \(\hbox {nm}\) und nichtresonantes Licht bei 375 \(\hbox {nm). }\). Wir verwenden den Abkühlungsübergang in 40Ca+ bei 397 \(\hbox {nm}\), und das erneute Pumpen kann mit 866 \(\hbox {nm}\) Licht oder einer Kombination aus 850 \(\hbox {nm}\) erfolgen. und 854 \(\hbox {nm}\) Licht. 40Ca+ hat einen Taktübergang bei 729 \(\hbox {nm}\). Der 854 \(\hbox {nm}\)-Übergang kann auch verwendet werden, um das Ion nach dem Ausleseschritt der Taktabfrage aus dem D5/2-Zustand zu löschen.

Relevante Energieniveaus für die Ionisierung von 40Ca und den Betrieb einer 40Ca+-Atomuhr. In dieser Arbeit kühlen wir das Ion mithilfe des 397 \(\hbox {nm}\)-Übergangs zusammen mit 850 \(\hbox {nm}\) und 854 \(\hbox {nm}\) Repumpern. Der Taktübergang in 40Ca+ liegt bei 729 \(\hbox {nm}\). Die Wellenlängen wurden nach Farben (blau, orange oder rot) gruppiert, um die Strahlen darzustellen, die durch denselben Glasfasertyp wandern können. Durchgezogene Pfeile kennzeichnen die in dieser Arbeit verwendeten Wellenlängen.

Die in Abb. 2 schematisch dargestellte Falle ist eine Falle im Endkappenstil, die für eine dreidimensionale HF-Eingrenzung sorgt. Es besteht aus zwei Sätzen zylindrischer konzentrischer Elektroden, die einander gegenüberstehen, wobei sich die Mitte der Falle im Spalt zwischen den Elektrodenbaugruppen befindet. Die inneren Elektroden sind mit dem HF-Potential verbunden, während die äußeren mit Masse verbunden sind. Die inneren HF-Elektroden sind hohl und beherbergen Multimode-Fasern, die zur Fluoreszenzsammlung verwendet werden. Der Außendurchmesser der Innenelektroden beträgt 500 \(\upmu \hbox {m}\) und sie ragen 250 \(\upmu \hbox {m}\) aus den Masseelektroden heraus. Der Innen- und Außendurchmesser der Außenelektroden beträgt 800 \(\upmu \hbox {m}\) bzw. 1,78 \(\hbox {mm}\) und sie verjüngen sich um 45\(^{\circ }\) to Erhöhen Sie den optischen Zugangswinkel und verhindern Sie ein Abschneiden der Laserstrahlen. Zwischen den Innen- und Außenelektroden wird ein Aluminiumoxidrohr verwendet, um diese elektrisch zu isolieren und gleichzeitig die Konzentrizität aufrechtzuerhalten. Die Elektroden und der Aluminiumoxid-Abstandshalter werden mit UVH-kompatiblem Epoxidharz (EPO-TEK 353ND) zusammengeklebt.

Der axiale Abstand zwischen den HF-Elektroden beträgt 500 \(\upmu \hbox {m}\). Die Innenelektroden sind auf der Rückseite der Elektroden mit der Haupt-HF-Quelle verbunden. Die Außenelektroden werden geerdet, indem sie über ein Paar Kondensatoren mit dem Hauptkörper der Falle verbunden werden. Dadurch können sie als Gleichstromelektroden zur Mikrobewegungskompensation in axialer Richtung verwendet werden und bleiben gleichzeitig wechselstromgeerdet. Zur Bereitstellung von Mikrobewegungskompensationsspannungen in der Radialebene werden zwei Gleichstromelektroden verwendet. Im Inneren des Kupferkörpers, der die Falle hält, ist ein mit Kalzium gefülltes, widerstandsbeheiztes Tantalrohr montiert, das als Kalziumspender dient. Zwei Nadellöcher bündeln den Kalzium-Atomstrahl, sodass er zwischen den Innenelektroden hindurchtritt.

Schematische Darstellung der faserintegrierten Ionenfalle. Auf Temperatursensoren, Verkabelung und Gleichstromelektroden wurde verzichtet. Links: Übersicht über die Falle mit den polarisationserhaltenden Fasern (PM), die für die Lichtabgabe verwendet werden, und der Multimode-Faser (MM), die für die Fluoreszenzsammlung verwendet wird, sowie den Faser-, Gleichstrom- und HF-Durchführungen. Unten rechts: Vergrößert die Einfangstruktur und zeigt die GRIN-Linsenkollimatoren (Gradientenindex) und den Pfad, dem die Abgabestrahlen folgen, sowie die HF-Entkopplungskondensatoren. Oben rechts: Vergrößert und Querschnitt der Elektrodenstruktur, der die in der HF-Elektrode eingebettete MM-Faser zeigt. Die Position des Ions wird durch einen hellblauen Kreis dargestellt (nicht maßstabsgetreu).

Durch die Integration der Fluoreszenzsammelfaser in die Elektrodenbaugruppe entfällt die Notwendigkeit einer Ausrichtung, da die Faser konzentrisch zu den HF-Elektroden ist und daher auf die erwartete Position des Ions ausgerichtet ist. Das System ist daher unempfindlich gegenüber kleinen Fehlausrichtungen der Faserposition und ist daher von Natur aus robust gegenüber mechanischen Vibrationen und thermischen Drifts.

Die zur Fluoreszenzsammlung verwendete Multimode-Faser (Thorlabs FG200UEA) hat einen Kerndurchmesser von 200 \(\upmu \hbox {m}\) und einen Manteldurchmesser von 220 \(\upmu \hbox {m}\). Der Kern besteht aus reinem Quarzsand und der Mantel aus fluordotiertem Quarzsand. Die Acrylat-Schutzbeschichtung der Faser wurde abgezogen und ihr Ende wurde auf einen Durchmesser von 190 \(\upmu \hbox {m}\) über 11 \(\hbox {mm}\) verjüngt, um einen festen Sitz an der HF zu gewährleisten Innenbohrung der Elektroden. Die Multimode-Faser ist um 90–100 \(\upmu \hbox {m}\) in Bezug auf die Vorderfläche der HF-Elektroden zurückgezogen. Die Faser wird mit UHV-kompatiblem Epoxidharz (EPO-TEK 301-2) auf die Rückseite der HF-Elektrode geklebt.

Das in der Multimode-Faser gesammelte Licht wird mithilfe eines schmalen Bandpassfilters spektral gefiltert und anschließend wird ein Photomultiplier-Detektor (PMT) zur Messung der Fluoreszenz des Ions verwendet. Basierend auf der Geometrie des Systems beträgt der Anteil des von der Faser eingefangenen Lichts etwa 1,2 %, begrenzt durch ihre numerische Apertur, was bedeutet, dass bei Verwendung von zwei Fasern insgesamt etwa 2,4 % möglich sind. In dieser Arbeit wurde nur eine Faser verwendet, da die zweite Faser während der späteren Phasen des Montageprozesses versehentlich gebrochen war. Optische Verluste zwischen dem Ion und dem PMT umfassen: Reflexionsverluste an den Eingangs- und Ausgangsflächen der MM-Faser (3,6 % auf jeder Oberfläche, unter der Annahme eines Brechungsindex von 1,4721), Ausbreitungsverluste entlang der Faser (1 % bei 400 \( \hbox {nm}\) für eine 1 \(\hbox {m}\)-Faser) und Übertragungsverluste durch den Bandpassfilter (7 % bei 397 \(\hbox {nm}\)), was zu einem Gesamtwert führt Verlust von 15 %. Bei einer nominalen PMT-Photonendetektionseffizienz bei 400 \(\hbox {nm}\) von 30 % beträgt die Gesamteffizienz der Fluoreszenzdetektion etwa 0,3 % (0,6 % für beide Fasern).

Um die notwendigen Laserstrahlen für die Ionisierung von 40Ca und für das Kühlen und Wiederpumpen von 40Ca+-Ionen zu liefern, verwenden wir verschiedene handelsübliche optische Fasern für verschiedene Wellenlängengruppen (siehe Abb. 1). Es handelt sich bei allen um polarisationserhaltende Singlemode-Fasern. Wir verwenden eine Ultraviolettfaser (UV) (Thorlabs PM-S405-XP), um die Photoionisationslaser sowie den Kühlstrahl zu liefern, und eine einzelne Infrarotfaser (IR) (Thorlabs PM780-HP), um die Repumperstrahlen bei 850 ° zu liefern. (\hbox {nm}\) und 854 \(\hbox {nm}\). Diese IR-Faser kann auch verwendet werden, um Licht mit 866 \(\hbox {nm}\) zu liefern. Darüber hinaus ist das System mit einer zweiten UV-Faser für einen weiteren Kühlstrahl (in dieser Arbeit nicht verwendet) und einer speziellen Faser (Thorlabs PM630-HP) für den zukünftigen Taktlaser ausgestattet. Die Fasern werden über in 22 beschriebene optische Faserdurchführungen in das Vakuumsystem eingespeist, die alle unabhängig getestet wurden und eine Leckrate unterhalb unserer Messgrenze von 1 \(\times 10^{-9}\) mbar·l/s aufweisen.

Antireflexionsbeschichtete Gradientenindexlinsen (GRIN) mit einer Designbrennweite von 10 \(\hbox {mm}\) werden verwendet, um die Faserausgänge in die Mitte der Falle zu fokussieren. Die Übertragungsfasern sitzen in einer Keramikhülse direkt hinter den GRIN-Linsen, mit einem Faser-zu-Linsen-Abstand von weniger als 100 \(\upmu \hbox {m}\). Diese Laserabgabesysteme erzeugen nahezu beugungsbegrenzte Strahlen mit einer gemessenen Strahltaille \(w_0\) (\(1/e^2\) Radius) von 5,71(6) \(\upmu \hbox {m} \) und 5,43(2) \(\upmu \hbox {m}\) für die 397 \(\hbox {nm}\) Strahlen, 9,82(7) \(\upmu \hbox {m}\) für die 729 \(\hbox {nm}\) Strahlen und 11.1(1) \(\upmu \hbox {m}\) für die 866 \(\hbox {nm}\) Strahlen. Wie unten erläutert, nutzen wir die schmalen Strahltaillen nicht vollständig aus, aber die gute Modenform und das Fehlen von Strahlhöfen minimieren die Hintergrundzählung aufgrund der Strahlstreuung an den Elektroden. Wie später gezeigt wird, ermöglicht uns dies, die Fluoreszenz des Ions durch die Multimode-Faser mit hohen Signal-Hintergrund-Verhältnissen ohne räumliche Filterung zu messen. Beachten Sie, dass der 729 \(\hbox {nm}\)-Strahl in dieser Arbeit nicht verwendet wird, da die Untersuchung des Taktübergangs nicht Gegenstand dieser ersten Untersuchung ist.

Die Strahlen werden beim Zusammenbau mit einer Kombination aus einem Streuschirm zwischen den Innenelektroden und einem Paar Mikroskopen zur Beobachtung der Laserstrahlpositionen auf die geometrische Mitte der HF-Falle ausgerichtet. Die Ausrichtung der Lieferbaugruppen erfolgte mithilfe von Mikropositionierungstischen in drei Dimensionen, und wir schätzen, dass wir den Strahl innerhalb von 5 \(\upmu \hbox {m}\) vom geometrischen Zentrum der Falle positionieren konnten. Um die Robustheit gegenüber Fehlausrichtungen zu erhöhen, wurden die Strahlschwerpunkte so positioniert, dass der Strahlradius (\(1/e^2\)) an der erwarteten Position etwa 25 \(\upmu \hbox {m}\) betrug Ion. Sobald die Ausrichtung optimiert war, wurden die Linsen mit UHV-kompatiblem Epoxidharz (EPO-TEK H21D) auf den Hauptkörper der Falle geklebt. Das Epoxidharz wurde bei 80 \(^{\circ }\)C für mindestens 4 Stunden ausgehärtet, wobei wir die Translationstische manuell rückgesteuert haben, um die Balken ausgerichtet zu halten. Nach dem Aushärtungsprozess blieben die Strahlen typischerweise bis auf 10 \(\upmu \hbox {m}\) auf die Mitte der Falle ausgerichtet. Wir führen die kleinen Ausrichtungsänderungen auf Spannungen zurück, die sich während des Aushärtungsprozesses im Epoxidharz angesammelt haben.

Spektralprofil des ungesättigten Abkühlungsübergangs, gemessen bei 0,14 \(\upmu \hbox {W}\). Die orangefarbene durchgezogene Linie ist eine Lorentz-Anpassung an die rot verstimmten Daten und zeigt eine angepasste Linienbreite nahe der natürlichen Linienbreite des 40Ca+-Abkühlungsübergangs. Die gestrichelte orangefarbene Linie zeigt die Zählrate, die ohne ein Ion in der Falle gemessen wurde, dh die Zählrate der Hintergrundstreuung.

Zur Charakterisierung der Falle verwenden wir eine Vakuumkammer mit einem optischen Fenster. Dadurch können wir das Ion während der Charakterisierung mit einer sCMOS-Kamera (Andor Zyla) beobachten, dies ist jedoch für den Betrieb der Falle nicht erforderlich.

Das System wurde mit einer Getter-Ionen-Kombinationspumpe (Saes NEXTorr D 100-5) auf \(\lesssim\)10\(^{-10}\) \(\hbox {mbar}\) abgepumpt. Nach dem Ausheizen und Pumpen wurden die Ionen innerhalb der ersten beiden Versuchstage eingefangen, da keine optische Ausrichtung erforderlich war. Durch die Verwendung eines geeigneten Bandpassfilters vor dem PMT konnte sowohl atomare als auch ionische Fluoreszenz durch die Multimode-Faser beobachtet werden.

Die Falle wird über einen Resonanztransformator mit einer Frequenz von 13,7 \(\hbox {MHz}\) betrieben. Die Säkularfrequenzen werden in axialer Richtung zwischen 0,6 \(\hbox {MHz}\) und 4,5 \(\hbox {MHz}\) und zwischen 0,4 \(\hbox {MHz}\) und 2,0 \(\hbox {MHz}\) gehalten. MHz}\) in den radialen Richtungen. Unter der Annahme, dass die a-Werte der Falle vernachlässigbar sind (\(a_{x,y,z}\ungefähr 0\)), liegen die q-Werte innerhalb der Bereiche \(q_{x,y} =\) 0,08–0,41 und \(q_z =\) 0,12–0,92.

Übermäßige Mikrobewegungen aufgrund externer Streufelder werden durch eine Kombination aus der Fallentiefenmodulationsmethode und der Photonenkorrelationsmethode kompensiert23. Von Belastung zu Belastung ändern sich die Werte der Mikrobewegungskompensationsspannung nur um geringe Beträge (\(\lesssim\)5 %) und sind ansonsten stabil.

Im Gegensatz zur erwarteten Ionenlebensdauer von Stunden beträgt die Ionenlebensdauer in dieser Falle etwa 10 Minuten. Wir führen dies auf ein virtuelles Leck innerhalb der Elektrodenstruktur zurück. Die Verwendung eines UHV-kompatiblen Epoxidharzes mit einer höheren Viskosität (z. B. EPO-TEK H21D) hätte die Wahrscheinlichkeit der Bildung von Gastaschen zwischen den MM-Fasern und den HF-Elektroden aufgrund der Kapillarwirkung verringern können.

Mit kompensierter Mikrobewegung haben wir das Spektralprofil des Abkühlungsübergangs gemessen. Diese Messungen werden durchgeführt, indem die Frequenz des 397 \(\hbox {nm}\)-Lasers mit einem akustooptischen Modulator abgetastet wird, während die Fluoreszenz-PMT-Zählungen am Ausgang der Multimode-Faser aufgezeichnet werden. Abbildung 3 zeigt ein Spektrum für eine Kühllaserleistung von 0,14 \(\upmu \hbox {W}\). Durch Anpassen einer Lorentz-Funktion an die Daten können wir eine Halbwertsbreite (HWHM) von 11,1(2) \(\hbox {MHz}\) extrahieren (wobei die natürliche Übergangs-HWHM 10,8 \(\hbox {MHz}\) beträgt. 24). Die Wiederholung dieser Messung für verschiedene Leistungen zeigt, dass der Hauptbeitrag zur Linienverbreiterung die Leistungsverbreiterung ist, wobei die HWHM bei Nullleistung zur natürlichen Halbwertsbreite konvergiert. Das Signal-Hintergrund-Verhältnis \(SBR = (SB)/B\) (wobei S die Zählrate an der Spitze des Übergangs ist und B die ohne Ion gemessene Hintergrundzählrate ist) hängt von der Kühllaserleistung ab Machtausweitung. Die besten Werte wurden für Leistungen unter 0,2 \(\upmu \hbox {W}\) erhalten, bei denen die Leistungsverbreiterung vernachlässigbar ist, mit einem SBR in der Größenordnung von 50. Für die typischen Kühlleistungen, die zum Betrieb der Falle verwendet werden (zwischen 3 und 4 \(\upmu \hbox {W}\)), liegt der SBR in der Größenordnung von 10 bis 20.

Darüber hinaus verwendeten wir eine Reihe von HWHM-Messungen bei unterschiedlichen Laserleistungen, um die Position des kühlenden Laserstrahls in Bezug auf das Ion abzuschätzen. Aus der Leistungsverbreiterung kann auf die Laserintensität am Ort des Ions geschlossen werden. Indem wir dies mit der tatsächlichen Laserleistung und der Strahltaille an der Position des Ions vergleichen, können wir berechnen, wo sich das Ion innerhalb des Gaußschen Profils des Strahls befindet. Der Abstand zwischen Ion und Strahlzentrum betrug 10,8(1,1) \(\upmu \hbox {m}\), wobei die Unsicherheit durch die Messung der Laserleistung an der Position des Ions dominiert wird. Mit einer Strahltaille von 25 \(\upmu \hbox {m}\) befindet sich das Ion deutlich innerhalb des kühlenden Laserstrahls.

Als nächstes charakterisieren wir die Genauigkeit der Zustandserkennung in der Falle, indem wir das Ion entweder in einem hellen oder dunklen Zustand vorbereiten und die mit dem PMT gemessenen Photonenzählstatistiken vergleichen. Ein heller Zustand wird erreicht, indem das Ion in seinem Kühlzyklus gehalten wird, dh indem sowohl der Kühllaser als auch die Repumpgeräte eingeschaltet bleiben. Ein dunkler Zustand wird durch Ausschalten der Repumper erreicht, wodurch das Ion in die D-Zustände verschoben wird. Im Hinblick auf die Bestimmung der Zustandsauslesetreue entspricht dies der Vorbereitung des Ions entweder im S1/2-Zustand (hell) oder im D5/2-Zustand (dunkel) (Replikation des Shelving, das während der Taktabfrage der 729-\(\hbox) auftritt {nm}\) Übergang). Der Messablauf ist in Abb. 4b zu sehen. Am PMT ankommende Photonen werden für ein Zeitfenster der Länge \(\tau _\text {w}\) sowohl für ein dunkles als auch für ein helles Ion gezählt. Die Messungen werden mehrmals wiederholt und es werden zwei Histogramme erstellt. Ein Beispiel hierfür ist in Abb. 4a zu sehen.

Um den Zustand eines Ions zu bestimmen, wird ein Schwellenwert \(n_{th}\) definiert (entlang der horizontalen Achse in Abb. 4a), oberhalb dessen das Ion als hell gilt und unterhalb dessen das Ion als hell gilt als dunkel angesehen werden. Für den hellen Zustand ist die Erkennungsgenauigkeit gegeben durch:

wobei \(h_{B,D}(n)\) die hellen und dunklen Histogramme als Funktion der Photonenzahl n sind. In ähnlicher Weise ist die Erkennungsgenauigkeit für den Dunkelzustand wie folgt gegeben:

Die Zustandserkennungstreue wird dann als Durchschnitt zwischen den beiden berechnet, \(F=\frac{1}{2}\left( F_B+F_D \right)\).

(a) Zustandserkennungsmessung für ein Messfenster \(\tau _\text {w}\) = 600 \(\upmu \hbox {s}\). Das orangefarbene (blaue) Histogramm entspricht einem Ion, das im dunklen (hellen) Zustand hergestellt wurde. Die Linien sind Poisson-Anpassungen an die Daten und dienen nur als Referenz. (b) Pulssequenz, die für die Zustandserkennungsmessungen verwendet wird. Der Kühllaser bleibt immer eingeschaltet, während die Repumper regelmäßig ein- und ausgeschaltet werden, um das Ion zwischen dem dunklen und dem hellen Zustand umzuschalten. Die schattierten Bereiche stellen die Messfensterzeit dar, während der Zählungen zu den hellen und dunklen Histogrammen hinzugefügt werden. Es gibt eine Verzögerung von 100 \(\upmu\)s zwischen dem Ausschalten (Einschalten) der Repumper und dem Messfenster, um sicherzustellen, dass das Ion zurückgestellt (de-shelved) wurde.

Der optimale \(n_{th}\)-Wert hängt von der Detektionsfensterzeit, den Kühl- und Repumper-Laserleistungen und deren Verstimmungen in Bezug auf die Linienzentren ab. Wir haben die Zustandserkennungsgenauigkeit für eine Reihe von Erkennungsfensterzeiten und Kühllaserleistungen gemessen und können eine Zustandserkennungsgenauigkeit von mehr als 99 % für Erkennungsperioden von nur 600\(\upmu\)s erreichen (Beispiel in Abb. 4). . Die Zustandserkennungsgenauigkeiten werden direkt aus den gemessenen Daten berechnet, ohne Korrektur der Wiedergabetreue der endlichen Zustandsvorbereitung, der endlichen Zustandslebensdauer oder anderer nachteiliger Effekte25, und wir haben keine Annahmen über die statistische Verteilung der gemessenen Histogramme gemacht. Aufgrund des geringen Clippings an den Elektroden, der geringen PMT-Empfindlichkeit gegenüber Licht im nahen Infrarot und des Bandpassfilters gibt es keine messbare Streuung durch die Repump-Laser.

Messung der Fluoreszenzabklingrate bei Raumtemperatur für eine Kühllaserleistung von 1,6 \(\upmu \hbox {W}\). Die orangefarbene Linie ist eine exponentielle Anpassung an die Daten, aus der eine Abklingzeitkonstante \(\tau _\Omega\) extrahiert werden kann. Einschub: Pulssequenz zur Messung von \(\tau _\Omega\).

Die Stabilität der faserintegrierten Ionenfalle gegenüber Temperaturschwankungen ist ein wichtiger Faktor für den Einsatz außerhalb von Forschungslaborumgebungen. Um die Auswirkungen sich ändernder Temperaturen in unserer Falle zu testen, messen wir beim Anheben die optische Pumpzeit \(\tau _\Omega\) zu den D-Zuständen (die direkt mit der Laserintensität an der Position des Ions zusammenhängt). die Temperatur der Falle. Dazu heizen wir die gesamte Vakuumkammer mit einem Widerstandsheizband auf und lassen das System einige Minuten lang temperieren. Die Temperatur wird mit drei PT100-Temperatursensoren gemessen, die an verschiedenen Stellen direkt an der Fallenstruktur angebracht sind (einer an jedem Block, der die Elektroden hält, und einer an der Hauptkupferhalterung).

Um \(\tau _\Omega\) zu messen, bereiten wir zunächst das Ion im S1/2-Zustand vor und schalten dann den Kühlstrahl bei ausgeschalteten Repumpern ein. Fluoreszenz wird beobachtet, bis das Ion in den D3/2- oder D5/2-Zustand verschoben wird. Über viele Wiederholungen wird ein exponentieller Abfall der Fluoreszenz beobachtet (siehe Abb. 5). Die Zeitkonstante dieses Zerfalls ist \(\tau _\Omega\), die direkt mit der Rabi-Frequenz des Kühlstrahls zusammenhängt26. Wenn der Strahl falsch ausgerichtet ist, wird das Ion einer anderen Lichtintensität ausgesetzt, was wiederum zu einer anderen Zeitkonstante \(\tau _\Omega\) führt. Der Einschub in Abb. 6 zeigt die Abhängigkeit von \(\tau _\Omega\) von der Kühlstrahlleistung. Um eine hohe Ausrichtungsempfindlichkeit gegenüber der Temperaturabhängigkeit zu erreichen, wurden Messungen mit einer Kühlleistung von etwa 0,83(5) \(\upmu \hbox {W}\) durchgeführt, wodurch eine Sättigung des Kühlübergangs vermieden wurde und dennoch eine akzeptable Zählrate gewährleistet war der PMT. Abbildung 6 zeigt das gemessene \(\tau _\Omega\) für einen Temperaturbereich zwischen 22 \(^{\circ }\)C und 53 \(^{\circ }\)C. Die Abweichung vom Durchschnitt steht im Einklang mit Änderungen der Laserleistung zwischen (und während) der verschiedenen Messungen, was den Hauptbeitrag zur Unsicherheit dieser Messungen darstellt. Wenn das Strahlzentrum 10,8 \(\upmu \hbox {m}\) von der Position des Ions entfernt ist, ergibt sich eine Strahltaille von 25 \(\upmu \hbox {m}\) und eine Neigung von mindestens 1,3 \(\ upmu\)s/\(\upmu\)W im blau hervorgehobenen Abschnitt des Nebendiagramms in Abb. 6 und unter der Annahme, dass der optische Leistungspegel vollkommen stabil ist, beträgt die Verschiebung der Strahlposition weniger als ±1 \( \upmu \hbox {m}\). Dies ist eine Obergrenze, und die tatsächliche Verschiebung dürfte viel niedriger ausfallen, da die Variation von \(\tau _\Omega\) vollständig mit der beobachteten Variation der Laserleistung (in der Größenordnung von 5 %) übereinstimmt. Dies deutet darauf hin, dass die thermische Ausdehnung und Kontraktion innerhalb des untersuchten Temperaturbereichs einen vernachlässigbaren Einfluss auf die Strahlausrichtung hat.

Ein weiteres potenzielles Problem bei sich ändernden Temperaturen ist eine Änderung der übermäßigen Mikrobewegung des Ions, die durch eine sich ändernde Geometrie der Falle verursacht wird, wenn diese sich thermisch ausdehnt oder zusammenzieht. Es wurde festgestellt, dass die Mikrobewegungskompensationsspannungen bei allen getesteten Temperaturen innerhalb von 3 % des Durchschnittswerts konstant blieben, was mit den zwischen verschiedenen Fallenladeläufen beobachteten Schwankungen vereinbar ist.

Fluoreszenzabklingkonstante als Funktion der Fallentemperatur. Die horizontale orangefarbene Linie ist das gemittelte \(\tau _\Omega\) zwischen allen Messungen. Die horizontalen Fehlerbalken stellen den statistischen Fehler beim Ablesen der Temperatur mit den drei verschiedenen Wärmesensoren dar. Die vertikalen Fehlerbalken kombinieren den statistischen Fehler bei der Anpassung für \(\tau _\Omega\) und den Fehler bei der Bestimmung der Laserleistung P mal der Steigung der Kurve \(\tau _\Omega\) vs. P. Einschub: Fluoreszenzabklingkonstante als Funktion der Laserleistung, gemessen bei 22 \(^{\circ }\)C. Der schattierte blaue Bereich gibt den Leistungsbereich an, bei dem die Daten in der Hauptabbildung erfasst wurden.

Abschließend testen wir die Widerstandsfähigkeit der fasergekoppelten Ionenfalle gegenüber mechanischen Vibrationen. Dazu bringen wir zwei verschiedene Vibrationsquellen an der Vakuumkammer mit der Falle an und bewerten deren Leistung. Das erste Vibrationsgerät erzeugt Vibrationen mit Frequenzen um 34 Hz und das zweite Gerät bei etwa 300 Hz. Die sCMOS-Kamera, die das Ion betrachtet, ist auf einem schwebenden optischen Tisch in einem stationären Rahmen montiert. Die Vakuumkammer ruht auf demselben optischen Tisch, ist aber zur mechanischen Isolierung lose an der Bank befestigt. Das Ergebnis ist ein System, bei dem die Vakuumkammer und ihr Inhalt vibrieren, die Kamera jedoch nicht.

Aus den Kamerabildern (siehe Abb. 7) können unter der Annahme, dass die Bewegung der Ionenfalle sinusförmig ist, die scheinbaren Spitzenbeschleunigungen für jedes Vibrationsgerät berechnet werden. Diese stellen eine Untergrenze für die tatsächliche Spitzenbeschleunigung dar, die die Falle spürt, da die sCMOS-Kamera nur in der Lage ist, die Bewegung des Ions auf einer zweidimensionalen Ebene zu erfassen. Bei Verwendung des ersten Geräts bei 34 Hz beträgt die scheinbare Spitzenbeschleunigung 0,047(5) g. Für das zweite Gerät, das mit 300 Hz läuft, beträgt die scheinbare Spitzenbeschleunigung 1,09(18) g. In beiden Fällen wird kein signifikanter Unterschied beobachtet, weder in der Fluoreszenzrate des Ions, den Mikrobewegungskompensationsspannungen, dem spektroskopischen Profil des Abkühlungsübergangs noch in der Fluoreszenzzerfallskonstante \(\tau _\Omega\).

Um die Verschiebungsempfindlichkeit gegenüber Vibrationen zu bestimmen, nutzen wir die Fluoreszenz des Atomions. Da wir keine Änderung des Fluoreszenzniveaus zwischen den Situationen mit und ohne Vibrationen feststellen können, gehen wir davon aus, dass die Fluoreszenzänderung aufgrund von Vibrationen unter 10 % der beobachteten Schwankungen aufgrund von Laserleistungsschwankungen liegt. Durch die Analyse, wie eine sinusförmige Schwingung der Position des Ions in Bezug auf den Laserstrahl das durchschnittliche Fluoreszenzniveau des Ions beeinflusst, können wir eine Obergrenze der Fehlausrichtungsamplitude von 3,5 \(\upmu \hbox {m}\) ableiten. Wir gehen jedoch davon aus, dass die tatsächliche Amplitude erheblich kleiner sein wird.

Kamerabildvergleich zwischen der Vakuumkammer (a) im Ruhezustand, (b) einer Vibration bei 34 Hz mit einer scheinbaren Spitzenbeschleunigung von 0,047(5) g und (c) einer Vibration bei 300 Hz mit einer scheinbaren Spitzenbeschleunigung von 1,09(18) G.

Abschließend haben wir eine kompakte, vollständig faserintegrierte Einzelionenfalle vorgestellt, bei der optische Fasern in der Vakuumkammer sowohl für die Strahlabgabe als auch für die Ionenfluoreszenzsammlung verwendet werden. Die Lieferstrahlen werden während des Zusammenbaus mithilfe von GRIN-Linsen, die monolithisch am Körper der Falle angebracht sind, auf die erwartete Position des Ions fokussiert. Dies macht das System robust gegenüber mechanischen Vibrationen und thermischen Schwankungen und macht eine Neuausrichtung des Strahls im Laufe der Zeit völlig überflüssig. Die Multimode-Sammelfasern sind direkt in den Fallenelektroden untergebracht, sodass sie nahe am Ion sitzen können, wodurch eine gute Raumwinkelerfassung gewährleistet wird und wir die Fluoreszenz des Ions mit hohen Signal-Hintergrund-Verhältnissen messen können. Wir haben eine grundlegende Charakterisierung der Ionenfalle durchgeführt, einschließlich Messungen der Zustandserkennungstreue, und wir haben das System einer Reihe von Temperaturen und mechanischen Vibrationsbedingungen ausgesetzt, wobei sich keine Verschlechterung seiner Leistung zeigte.

Wir glauben, dass dies ein Fortschritt in Richtung Miniaturisierung von Ionenfallen für ihren Einsatz in kompakten und robusten integrierten Systemen für Anwendungen außerhalb des Forschungslabors und insbesondere für ihren Einsatz in tragbaren optischen Atomuhren ist. Obwohl wir 40Ca+ als Ion unserer Wahl verwenden, können die hier vorgestellten Designprinzipien auf andere Arten ausgeweitet werden, indem Fasern und Linsen ausgewählt werden, die für die erforderlichen Laserwellenlängen geeignet sind.

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim jeweiligen Autor erhältlich.

Häffner, H., Roos, CF & Blatt, R. Quantencomputing mit gefangenen Ionen. Physik. Rep. 469, 155–203. https://doi.org/10.1016/j.physrep.2008.09.003 (2008).

Artikel ADS MathSciNet Google Scholar

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