Una fibra completa | Soluciones PeakRider Co., Ltd

Scientific Reports volumen 13, Número de artículo: 523 (2023) Citar este artículo

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Los iones atrapados son una plataforma prometedora para el despliegue de tecnologías cuánticas. Sin embargo, los experimentos tradicionales con trampas de iones tienden a ser voluminosos y sensibles al medio ambiente debido al uso de la óptica de espacio libre. Aquí presentamos una trampa de un solo ion con fibras ópticas integradas directamente incrustadas dentro de la estructura de la trampa, para entregar luz láser y recolectar la fluorescencia del ion. Esto elimina la necesidad de ventanas ópticas. Caracterizamos el rendimiento del sistema y medimos la fluorescencia del ion con relaciones señal-fondo del orden de 50, lo que nos permite realizar mediciones de lectura del estado interno con una fidelidad superior al 99% en 600 \(\upmu\)s. Probamos la resistencia del sistema a las variaciones térmicas en el rango entre 22 y 53 \(^{\circ }\)C, y la resistencia a la vibración del sistema a 34 Hz y 300 Hz y no encontramos ningún efecto en su rendimiento. La combinación de compacidad y robustez de nuestra trampa acoplada a fibra la hace ideal para aplicaciones dentro y fuera de entornos de laboratorio de investigación y, en particular, para tecnologías cuánticas portátiles altamente compactas, como los relojes atómicos ópticos portátiles. Si bien nuestro sistema está diseñado para atrapar iones 40Ca+, los principios de diseño fundamentales se pueden aplicar a otras especies de iones.

Los iones atrapados son un candidato prometedor para una amplia gama de tecnologías cuánticas. Son sistemas intrínsecamente reproducibles, que exhiben una larga coherencia y una vida útil atrapada, y las técnicas para preparar, leer y manipular sus estados cuánticos internos y externos están bien desarrolladas. Esto los hace muy adecuados para su uso en procesamiento de información cuántica1,2, espectroscopia de precisión3 y pruebas de física fundamental4,5, entre otros. Si bien ha habido un progreso notable en el desarrollo y la miniaturización de nuevas estructuras de captura de iones y sistemas de vacío asociados6,7, los sistemas ópticos necesarios para manipular y detectar el estado de los iones atrapados todavía se basan principalmente en la óptica del espacio libre. Esto deja una trampa de iones compacta rodeada por un gran volumen de componentes ópticos, que a menudo son susceptibles a desviaciones y vibraciones, lo que requiere una realineación regular, ya que la óptica de espacio libre puede provocar inestabilidad en la orientación del haz y, por lo tanto, un deterioro del rendimiento del sistema. Si bien para los sistemas de investigación basados en laboratorios esto puede ser aceptable, para la operación fuera de los laboratorios de investigación esto representa una barrera importante. En particular, la susceptibilidad de la óptica de dirección y detección del haz a las vibraciones, fluctuaciones de temperatura y desviaciones dificulta el uso de iones atrapados en sistemas de sensor y metrología de campo.

En los últimos años se ha avanzado en la integración de la óptica de detección de fluorescencia en la estructura de trampa de iones mediante fibras ópticas8,9,10. Esto elimina la necesidad de lentes de gran apertura numérica, que son propensos a la desalineación y la deriva, y permite una fácil conexión con el detector de fotones. Sin embargo, esto tiene la desventaja de que la falta de filtrado espacial da como resultado una mayor sensibilidad a la luz dispersada por los electrodos trampa o las estructuras circundantes. Otro enfoque consiste en utilizar detectores de fotones únicos superconductores integrados11 y fotodiodos de avalancha de fotones únicos12. Si bien estos ofrecen una gran eficiencia de recolección, se adaptan mejor a las trampas de iones planas que a las estructuras de captura tridimensionales, siendo estas últimas las preferidas para las aplicaciones de reloj atómico debido a sus tasas de calentamiento más bajas y eficiencias de captura más altas. Además, el requisito de operar a temperaturas criogénicas para dispositivos superconductores prohíbe su uso en sistemas altamente compactos y portátiles. Un tercer enfoque consiste en utilizar ópticas integradas en el vacío para maximizar la colección de fluorescencia iónica13,14,15, trabajando en conjunto con elementos ópticos fuera del vacío. Estas soluciones se adaptan bien a las trampas de iones planares y son particularmente interesantes para los sistemas de iones múltiples, pero aún requieren una cámara de vacío con ventanas y una alineación cuidadosa de los componentes ópticos externos.

También se ha avanzado en la integración de la óptica de entrega, utilizando guías de ondas ópticas incrustadas en el sustrato de las trampas de iones de superficie16,17,18,19. Aquí, los acopladores de difracción se utilizan para enfocar los haces en la posición del ion. Esto conduce a sistemas mecánicamente robustos y libres de realineación, y produce cinturas de viga suficientemente pequeñas. Sin embargo, la alineación de las fibras de entrada con las guías de ondas integradas puede ser difícil, lo que conduce a una baja eficiencia general de transmisión óptica. También se informó20 la entrega de un haz de longitud de onda única utilizando una fibra óptica monomodo integrada en una trampa de superficie, pero hasta ahora no se ha demostrado la integración total de todos los haces de entrega ni la recolección de fluorescencia.

En este artículo, presentamos una estructura de trampa de iones integrada en fibra, que elimina la necesidad de una óptica de espacio libre externa o acceso óptico. Una trampa de iones estilo tapa terminal basada en10 tiene una fibra óptica multimodo integrada en uno de los electrodos de rf para la recolección de fluorescencia, y utiliza fibras ópticas en vacío y ópticas de enfoque para entregar la luz láser requerida al ion. Esta estructura de emisión de láser facilita la alineación flexible de las polarizaciones y los ángulos de los haces individuales durante el montaje de la trampa. La disposición geométrica de la fibra colectora multimodo, su proximidad al ion y la buena forma modal proporcionada por la óptica de entrega nos permiten medir la fluorescencia del ion con una alta relación señal-fondo incluso sin filtrado espacial. Hemos caracterizado el sistema bajo diferentes condiciones de temperatura y vibración, lo que nos permite demostrar que su desempeño no se ve afectado por cambios en las condiciones ambientales. El tamaño compacto, la robustez y la flexibilidad de este diseño de trampa lo hacen ideal para aplicaciones en experimentos de iones individuales fuera del laboratorio de investigación, con énfasis particular en relojes atómicos ópticos portátiles.

Nuestro sistema está diseñado para atrapar iones de calcio. 40Ca+ es particularmente adecuado para aplicaciones en sensores y relojes atómicos ópticos portátiles porque todas las longitudes de onda requeridas para la ionización, el enfriamiento, el rebombeo, la extinción y la interrogación espectroscópica de la transición del reloj son accesibles a través de láseres de diodo compactos. Además, todas estas longitudes de onda son compatibles con los componentes de fibra óptica, lo cual es esencial para la miniaturización y robustez de la instalación.

Los niveles de energía relevantes de 40Ca y 40Ca+ se muestran en la Fig. 1. Para ionizar el 40Ca neutro usamos una transición resonante en 423 \(\hbox {nm}\) y luz no resonante en 375 \(\hbox {nm }\). Usamos la transición de enfriamiento en 40Ca+ a 397 \(\hbox {nm}\), y el rebombeo se puede hacer con 866 \(\hbox {nm}\) luz o una combinación de 850 \(\hbox {nm}\) y 854 \(\hbox {nm}\) luz. 40Ca+ tiene una transición de reloj en 729 \(\hbox {nm}\). La transición 854 \(\hbox {nm}\) también se puede usar para extinguir el ion del estado D5/2 después del paso de lectura de interrogación del reloj.

Niveles de energía relevantes para la ionización de 40Ca y funcionamiento de un reloj atómico de 40Ca+. En este trabajo enfriamos el ion usando la transición 397 \(\hbox {nm}\), junto con 850 \(\hbox {nm}\) y 854 \(\hbox {nm}\) repumpers. La transición del reloj en 40Ca+ está en 729 \(\hbox {nm}\). Las longitudes de onda se han agrupado por colores (azul, naranja o rojo) para representar los haces que pueden viajar a través del mismo tipo de fibra óptica. Las flechas continuas indican las longitudes de onda utilizadas en este trabajo.

La trampa, que se muestra esquemáticamente en la Fig. 2, es una trampa de estilo de tapa final, que proporciona confinamiento de rf tridimensional. Consiste en dos conjuntos de electrodos cilíndricos concéntricos uno frente al otro, con el centro de la trampa en el espacio entre los conjuntos de electrodos. Los electrodos internos están conectados al potencial de rf, mientras que los externos están conectados a tierra. Los electrodos de rf internos son huecos y albergan fibras multimodo, que se utilizan para la recolección de fluorescencia. El diámetro exterior de los electrodos internos es de 500 \(\upmu \hbox {m}\) y sobresalen 250 \(\upmu \hbox {m}\) de los electrodos de tierra. Los diámetros interior y exterior de los electrodos exteriores son 800 \(\upmu \hbox {m}\) y 1,78 \(\hbox {mm}\) respectivamente, y se estrechan a 45\(^{\circ }\) para aumentar el ángulo de acceso óptico y evitar el recorte de los rayos láser. Se utiliza un tubo de alúmina entre los electrodos interior y exterior para aislarlos eléctricamente mientras se mantiene la concentricidad. Los electrodos y el espaciador de alúmina se pegan con epoxi compatible con UVH (EPO-TEK 353ND).

La separación axial entre los electrodos de rf es de 500 \(\upmu \hbox {m}\). Los electrodos internos están conectados a la fuente principal de rf en la parte posterior de los electrodos. Los electrodos exteriores se conectan a tierra conectándolos al cuerpo principal de la trampa a través de un par de condensadores. Esto permite que se utilicen como electrodos de CC para la compensación de micromovimientos en la dirección axial, mientras se mantienen conectados a tierra de CA. Se utilizan dos electrodos de CC para suministrar voltajes de compensación de micromovimiento en el plano radial. Un tubo de tantalio calentado resistivamente lleno de calcio está montado dentro del cuerpo de cobre que sostiene la trampa y sirve como dispensador de calcio. Dos orificios coliman el haz atómico de calcio para pasar entre los electrodos internos.

Representación esquemática de la trampa de iones integrada en fibra. Se han omitido los sensores de temperatura, el cableado y los electrodos de CC. Izquierda: descripción general de la trampa que muestra las fibras de mantenimiento de polarización (PM) utilizadas para el suministro de luz y la fibra multimodo (MM) utilizada para la recolección de fluorescencia, así como los pasos de fibra, CC y RF. Abajo a la derecha: ampliación de la estructura de captura que muestra los colimadores de lentes de índice de gradiente (GRIN) y el camino seguido por los haces de entrega, así como los condensadores de desacoplamiento de rf. Arriba a la derecha: ampliación y sección transversal de la estructura del electrodo, que muestra la fibra MM incrustada dentro del electrodo de rf. La posición del ion se representa con un círculo azul claro (no está a escala).

La integración de la fibra colectora de fluorescencia en el conjunto de electrodos elimina la necesidad de alineación, ya que la fibra es concéntrica con los electrodos de rf y, por lo tanto, está alineada con la posición esperada del ion. Por lo tanto, el sistema es insensible a las pequeñas desalineaciones de la posición de la fibra, lo que lo hace intrínsecamente resistente a las vibraciones mecánicas y las variaciones térmicas.

La fibra multimodo utilizada para la recolección de fluorescencia (Thorlabs FG200UEA) tiene un diámetro de núcleo de 200 \(\upmu \hbox {m}\) y un diámetro de revestimiento de 220 \(\upmu \hbox {m}\). El núcleo está hecho de sílice pura y el revestimiento está hecho de sílice dopada con flúor. Se quitó la capa protectora de acrilato de la fibra y se redujo su extremo a un diámetro de 190 \(\upmu \hbox {m}\) sobre 11 \(\hbox {mm}\) para proporcionar un ajuste perfecto al rf orificio interior de los electrodos. La fibra multimodo se retrae 90–100 \(\upmu \hbox {m}\) con respecto a la superficie frontal de los electrodos de rf. La fibra se pega en la parte posterior del electrodo de rf con epoxi compatible con UHV (EPO-TEK 301-2).

La luz recolectada en la fibra multimodo se filtra espectralmente usando un filtro de paso de banda estrecho y luego se usa un detector fotomultiplicador (PMT) para medir la fluorescencia del ion. Según la geometría del sistema, la fracción de luz captada por la fibra es de aproximadamente 1,2%, limitada por su apertura numérica, lo que significa un total posible de alrededor de 2,4% si se utilizan dos fibras. En este trabajo se utilizó solo una fibra, debido a una rotura accidental de la segunda durante las últimas etapas del proceso de ensamblaje. Las pérdidas ópticas entre el ion y el PMT comprenderán: pérdidas por reflexión en las caras de entrada y salida de la fibra MM (3,6 % en cada superficie, suponiendo un índice de refracción de 1,4721), pérdidas por propagación a lo largo de la fibra (1 % a 400 \( \hbox {nm}\) para una fibra de 1 \(\hbox {m}\)) y pérdidas de transmisión a través del filtro de paso de banda (7% a 397 \(\hbox {nm}\)), lo que lleva a un total pérdida del 15%. Con la eficiencia nominal de detección de fotones de PMT a 400 \(\hbox {nm}\) del 30 %, la eficiencia general de detección de fluorescencia es de aproximadamente 0,3 % (0,6 % para ambas fibras).

Para entregar los rayos láser necesarios para la ionización de 40Ca y para el enfriamiento y el rebombeo de iones 40Ca+, utilizamos diferentes fibras ópticas listas para usar para diferentes grupos de longitud de onda (consulte la Fig. 1). Todas son fibras monomodo que mantienen la polarización. Usamos una fibra ultravioleta (UV) (Thorlabs PM-S405-XP) para entregar los láseres de fotoionización, así como el haz de enfriamiento, y una sola fibra infrarroja (IR) (Thorlabs PM780-HP) para entregar los haces de rebombeo a 850 \ (\hbox {nm}\) y 854 \(\hbox {nm}\). Esta fibra IR también se puede usar para entregar luz a 866 \(\hbox {nm}\). Además, el sistema está equipado con una segunda fibra UV para otro haz de enfriamiento (no utilizado en este trabajo) y una fibra dedicada (Thorlabs PM630-HP) para el futuro reloj láser. Las fibras se introducen en el sistema de vacío mediante pasamuros de fibra óptica descritos en 22, que se probaron de forma independiente para tener una tasa de fuga por debajo de nuestro límite de medición de 1 \(\times 10^{-9}\) mbar.l/s.

Se emplean lentes de índice de gradiente con recubrimiento antirreflectante (GRIN) con una longitud focal de diseño de 10 \(\hbox {mm}\) para enfocar las salidas de fibra en el centro de la trampa. Las fibras de entrega se asientan en una férula de cerámica justo detrás de las lentes GRIN, con una separación de fibra a lente de menos de 100 \(\upmu \hbox {m}\). Estos sistemas de emisión de láser crean haces casi limitados por difracción, con una cintura de haz medida \(w_0\) (\(1/e^2\) radio) de 5,71(6) \(\upmu \hbox {m} \) y 5,43(2) \(\upmu \hbox {m}\) para los haces 397 \(\hbox {nm}\), 9,82(7) \(\upmu \hbox {m}\) para los 729 \(\hbox {nm}\) haces y 11.1(1) \(\upmu \hbox {m}\) para los 866 \(\hbox {nm}\) haces. Como se analiza a continuación, no aprovechamos por completo las pequeñas cinturas de los haces, pero la buena forma modal y la ausencia de halos minimizan los recuentos de fondo debido a la dispersión de los haces en los electrodos. Como se mostrará más adelante, esto nos permite medir la fluorescencia de iones a través de la fibra multimodo con una alta relación señal-fondo sin filtrado espacial. Tenga en cuenta que el haz 729 \(\hbox {nm}\) no se usa en este trabajo, ya que sondear la transición del reloj está fuera del alcance de esta investigación inicial.

Los rayos se alinean con el centro geométrico de la trampa de rf durante el montaje con una combinación de una pantalla de dispersión colocada entre los electrodos internos y un par de microscopios que se usan para observar las posiciones del rayo láser. La alineación de los ensamblajes de entrega se realizó utilizando etapas de microposicionamiento en tres dimensiones, y estimamos que pudimos posicionar el haz dentro de 5 \(\upmu \hbox {m}\) desde el centro geométrico de la trampa. Para aumentar la robustez contra la desalineación, los focos del haz se colocaron de manera que el radio del haz (\(1/e^2\)) fuera de alrededor de 25 \(\upmu \hbox {m}\) en la posición esperada del ion. Una vez que se optimizó la alineación, las lentes se pegaron al cuerpo principal de la trampa usando epoxi compatible con UHV (EPO-TEK H21D). El epoxi se curó a 80 \(^{\circ }\)C durante al menos 4 horas, durante las cuales retroalimentamos manualmente las etapas de traducción para mantener los haces alineados. Después del proceso de curado, los haces normalmente permanecían alineados con el centro de la trampa dentro de 10 \(\upmu \hbox {m}\). Atribuimos los pequeños cambios de alineación a la tensión acumulada en el epoxi durante el proceso de curado.

Perfil espectral de transición de enfriamiento no saturado medido en 0,14 \(\upmu \hbox {W}\). La línea continua naranja es un ajuste lorentziano a los datos desafinados en rojo, que muestra un ancho de línea ajustado cercano al ancho de línea natural de la transición de enfriamiento 40Ca+. La línea naranja discontinua muestra la tasa de recuento medida sin un ion en la trampa, es decir, la tasa de recuento de dispersión de fondo.

Para caracterizar la trampa utilizamos una cámara de vacío con ventana óptica. Esto nos permite usar una cámara sCMOS (Andor Zyla) para observar el ion durante la caracterización, pero esto no es necesario para operar la trampa.

El sistema se bombeó hasta \(\lesssim\)10\(^{-10}\) \(\hbox {mbar}\) usando una bomba de combinación getter-ion (Saes NEXTorr D 100-5). Después del horneado y el bombeo, los iones quedaron atrapados en los primeros dos días de intento, ya que no fue necesaria la alineación óptica. Se pudo observar tanto la fluorescencia atómica como la iónica a través de la fibra multimodo usando un filtro de paso de banda apropiado frente al PMT.

La trampa se acciona a una frecuencia de 13,7 \(\hbox {MHz}\) a través de un transformador resonante. Las frecuencias seculares se mantienen entre 0,6 \(\hbox {MHz}\) y 4,5 \(\hbox {MHz}\) en sentido axial y entre 0,4 \(\hbox {MHz}\) y 2,0 \(\hbox { MHz}\) en las direcciones radiales. Suponiendo que los valores a de la trampa sean insignificantes (\(a_{x,y,z}\approx 0\)), los valores q están dentro de los rangos \(q_{x,y} =\) 0.08–0.41 y \(q_z =\) 0,12–0,92.

El exceso de micromovimiento debido a campos dispersos externos se compensa utilizando una combinación del método de modulación de profundidad de trampa y el método de correlación de fotones23. De carga en carga, los valores de voltaje de compensación de micromovimiento solo cambian en pequeñas cantidades (\(\lesssim\)5%) y, por lo demás, son estables.

En contraste con la vida útil esperada de los iones de horas, la vida útil de los iones dentro de esta trampa es de alrededor de 10 minutos. Atribuimos esto a una fuga virtual dentro de la estructura del electrodo. El uso de un epoxi compatible con UHV con una viscosidad más alta (p. ej., EPO-TEK H21D) podría haber reducido la probabilidad de que se formaran bolsas de gas entre las fibras MM y los electrodos de rf debido a la acción capilar.

Con micromovimiento compensado, medimos el perfil espectral de transición de enfriamiento. Estas mediciones se realizan escaneando la frecuencia del láser 397 \(\hbox {nm}\) utilizando un modulador acústico-óptico mientras se registran los recuentos de PMT de fluorescencia en la salida de la fibra multimodo. La figura 3 muestra un espectro para una potencia de láser de enfriamiento de 0.14 \(\upmu \hbox {W}\). Al ajustar una función lorentziana a los datos, podemos extraer la mitad del ancho a la mitad del máximo (HWHM) de 11.1(2) \(\hbox {MHz}\) (siendo la transición natural HWHM 10.8 \(\hbox {MHz}\) 24). La repetición de esta medición para diferentes potencias muestra que la principal contribución al ensanchamiento de la línea es el ensanchamiento de la potencia, con el HWHM a potencia cero que converge al ancho medio natural. La relación señal/fondo \(SBR = (SB)/B\) (donde S es la tasa de conteo en el pico de la transición y B es la tasa de conteo de fondo medida sin un ion) dependerá de la potencia del láser de enfriamiento debido a ampliación de poder. Los mejores valores se obtuvieron para potencias por debajo de 0,2 \(\upmu \hbox {W}\), donde el ensanchamiento de potencia es despreciable, con un SBR del orden de 50. Para las potencias típicas de enfriamiento utilizadas para operar la trampa (entre 3 y 4 \(\upmu \hbox {W}\)), el SBR está en el orden de 10 a 20.

Además, utilizamos una serie de mediciones HWHM a diferentes potencias de láser para estimar la posición del rayo láser de enfriamiento con respecto al ion. La intensidad del láser en la posición del ion puede deducirse del ensanchamiento de potencia. Comparando esto con la potencia real del láser y la cintura del haz en la posición del ion, podemos calcular dónde se encuentra el ion dentro del perfil gaussiano del haz. Se encontró que la distancia del ion al centro del haz era 10.8(1.1) \(\upmu \hbox {m}\), con la incertidumbre dominada por la medición de la potencia del láser en la posición del ion. Con una cintura de haz de 25 \(\upmu \hbox {m}\), el ion está bien dentro del haz láser de enfriamiento.

A continuación, caracterizamos la fidelidad de detección de estado en la trampa preparando el ion en un estado brillante u oscuro y comparando las estadísticas de conteo de fotones medidas con el PMT. Un estado brillante se obtiene manteniendo el ion en su ciclo de enfriamiento, es decir, manteniendo encendido el láser de enfriamiento, así como los rebombeadores. Se obtiene un estado oscuro apagando los recargadores, dejando el ion en los estados D. En términos de determinar la fidelidad de la lectura de estado, esto es equivalente a preparar el ion en el estado S1/2 (brillante) o D5/2 (oscuro) (replicando la estantería que ocurrirá durante la interrogación del reloj del 729 \(\hbox {nm}\) transición). La secuencia de medición se puede ver en la Fig. 4b. Los fotones que llegan al PMT se cuentan durante una ventana de tiempo de longitud \(\tau _\text {w}\) tanto para un ion oscuro como para uno brillante. Las medidas se repiten varias veces y se obtienen dos histogramas. Un ejemplo de estos se puede ver en la Fig. 4a.

Para determinar el estado de un ion, se define un valor de umbral \(n_{th}\) (a lo largo del eje horizontal en la Fig. 4a), por encima del cual se considerará que el ion es brillante, y por debajo del cual el ion se considerarse oscuro. Para el estado brillante, la fidelidad de detección viene dada por:

siendo \(h_{B,D}(n)\) los histogramas brillante y oscuro en función del número de fotones n. De manera similar, la fidelidad de detección para el estado oscuro viene dada por:

La fidelidad de detección de estado se calcula luego como el promedio entre los dos, \(F=\frac{1}{2}\left( F_B+F_D \right)\).

(a) Medida de detección de estado para una ventana de medida \(\tau _\text {w}\) = 600 \(\upmu \hbox {s}\). El histograma naranja (azul) corresponde a un ion preparado en el estado oscuro (brillante). Las líneas son ajustes de Poisson a los datos, solo como referencia. (b) Secuencia de pulso utilizada para las mediciones de detección de estado. El láser de enfriamiento siempre se mantiene encendido, mientras que los recargadores se encienden y apagan periódicamente para alternar el ion entre los estados oscuro y brillante. Las áreas sombreadas representan el tiempo de la ventana de medición durante el cual se agregan recuentos a los histogramas claros y oscuros. Hay un retraso de 100 \(\upmu\) s entre el apagado (encendido) de los rebombesadores y la ventana de medición, para garantizar que el ion se haya archivado (desarchivado).

El valor óptimo de \(n_{th}\) depende del tiempo de la ventana de detección, las potencias del láser de enfriamiento y rebombeo y sus desafinaciones con respecto a los centros de línea. Medimos la fidelidad de detección de estado para un rango de tiempos de ventana de detección y potencias de láser de enfriamiento, y podemos lograr fidelidades de detección de estado superiores al 99 % para períodos de detección tan cortos como 600\(\upmu\)s (ejemplo en la Fig. 4) . Las fidelidades de detección de estado se calculan directamente a partir de los datos medidos, sin corregir la fidelidad de preparación de estado finito, la vida útil de estado finito ni ningún otro efecto perjudicial25, y no hemos hecho ninguna suposición sobre la distribución estadística de los histogramas medidos. Debido al bajo recorte de los electrodos, la baja sensibilidad del PMT a la luz infrarroja cercana y el filtro de paso de banda, no hay una dispersión medible de los láseres de rebombeo.

Medición de la tasa de decaimiento de la fluorescencia a temperatura ambiente para una potencia de láser de enfriamiento de 1.6 \(\upmu \hbox {W}\). La línea naranja es un ajuste exponencial de los datos, de los cuales se puede extraer una constante de tiempo de decaimiento \(\tau _\Omega\). Recuadro: secuencia de pulsos utilizada para la medición de \(\tau _\Omega\).

La estabilidad de la trampa de iones integrada en fibra frente a los cambios de temperatura es un factor importante para su uso fuera de los entornos de laboratorio de investigación. Para probar los efectos de los cambios de temperatura en nuestra trampa, medimos el tiempo de bombeo óptico \(\tau _\Omega\) a los estados D (que está directamente relacionado con la intensidad del láser en la posición del ion) mientras elevamos la temperatura de la trampa. Para ello calentamos toda la cámara de vacío mediante una cinta calefactora resistiva, y dejamos que el sistema se termalice durante unos minutos. La temperatura se mide utilizando tres sensores de temperatura PT100 montados en diferentes lugares directamente en la estructura de la trampa (uno en cada bloque que sostiene los electrodos y uno en el montaje principal de cobre).

Para medir \(\tau _\Omega\) comenzamos preparando el ion en el estado S1/2, y luego encendemos el haz de enfriamiento con los rebombesadores apagados. Se observará fluorescencia hasta que el ion se estacione en el estado D3/2 o D5/2. Con muchas repeticiones se observará una disminución exponencial de la fluorescencia (ver Fig. 5). La constante de tiempo de este decaimiento es \(\tau _\Omega\), que está directamente relacionada con la frecuencia Rabi del haz de enfriamiento26. Si el haz está desalineado, el ion estará expuesto a una intensidad de luz diferente, lo que a su vez dará como resultado una constante de tiempo \(\tau _\Omega\) diferente. El recuadro en la Fig. 6 muestra la dependencia de \(\tau _\Omega\) con la potencia del haz de enfriamiento. Con el fin de tener una alta sensibilidad de alineación a la dependencia de la temperatura, se tomaron medidas utilizando potencias de enfriamiento de alrededor de 0.83(5) \(\upmu \hbox {W}\), evitando la saturación de la transición de enfriamiento y manteniendo una tasa de conteo aceptable en el PMT. La Figura 6 muestra el \(\tau _\Omega\) medido para un rango de temperaturas entre 22 \(^{\circ }\)C y 53 \(^{\circ }\)C. La variación con respecto al promedio es consistente con los cambios en la potencia del láser entre (y durante) las diferentes mediciones, que es la principal contribución a la incertidumbre de estas mediciones. Con el centro del haz a 10,8 \(\upmu \hbox {m}\) de la posición del ion, una cintura del haz de 25 \(\upmu \hbox {m}\) y una pendiente de al menos 1,3 \(\ upmu\)s/\(\upmu\)W en la sección resaltada en azul del gráfico insertado en la Fig. 6, y suponiendo que el nivel de potencia óptica sea perfectamente estable, el cambio en la posición del haz es menor que ±1 \( \upmu\hbox{m}\). Este es un límite superior, y se espera que el cambio real sea mucho menor, ya que la variación en \(\tau _\Omega\) es totalmente consistente con la variación observada en la potencia del láser (del orden del 5%). Esto sugiere que la expansión y contracción térmica tiene un efecto insignificante en la alineación del haz dentro del rango de temperaturas explorado.

Otro problema potencial con los cambios de temperatura es un cambio en el exceso de micromovimiento del ion, causado por una geometría cambiante de la trampa a medida que se expande o contrae térmicamente. Se encontró que los voltajes de compensación de micromovimiento permanecieron constantes dentro del 3% del valor promedio para todas las temperaturas probadas, compatible con la variación observada entre diferentes corridas de carga de trampas.

Constante de decaimiento de la fluorescencia en función de la temperatura de la trampa. La línea naranja horizontal es el \(\tau _\Omega\) promediado entre todas las medidas. Las barras de error horizontales representan el error estadístico en la lectura de la temperatura utilizando los tres sensores térmicos diferentes. Las barras de error verticales combinan el error estadístico en el ajuste de \(\tau _\Omega\) y el error en la determinación de la potencia del láser P multiplicada por la pendiente de la curva \(\tau _\Omega\) frente a P. Recuadro: constante de decaimiento de la fluorescencia en función de la potencia del láser medida a 22 \(^{\circ }\)C. El área sombreada en azul indica el rango de potencia en el que se tomaron los datos de la figura principal.

Finalmente, probamos la resistencia a las vibraciones mecánicas de la trampa de iones acoplada a fibra. Para ello, conectamos dos fuentes diferentes de vibraciones a la cámara de vacío que contiene la trampa y evaluamos su rendimiento. El primer dispositivo vibratorio genera vibraciones a frecuencias alrededor de 34 Hz y el segundo dispositivo a alrededor de 300 Hz. La cámara sCMOS que observa el ion está montada sobre una mesa óptica flotante, en un marco estacionario. La cámara de vacío descansa sobre la misma mesa óptica pero, para mantenerla mecánicamente aislada, se sujeta sin apretar al banco. El resultado es un sistema donde la cámara de vacío y su contenido vibran pero la cámara no.

A partir de las imágenes de la cámara (ver Fig. 7), suponiendo que el movimiento de la trampa de iones sea sinusoidal, se pueden calcular las aceleraciones máximas aparentes para cada dispositivo de vibración. Estos representan un límite inferior a la aceleración máxima real que siente la trampa, ya que la cámara sCMOS solo puede capturar el movimiento del ion en un plano bidimensional. Cuando se utiliza el primer dispositivo a 34 Hz, la aceleración máxima aparente es de 0,047(5) g. Para el segundo dispositivo que funciona a 300 Hz, la aceleración máxima aparente es de 1,09 (18) g. En cualquier caso, no se observa ninguna diferencia significativa en la tasa de fluorescencia del ion, los voltajes de compensación de micromovimiento, el perfil espectroscópico de transición de enfriamiento o la constante de decaimiento de fluorescencia \(\tau _\Omega\).

Para determinar la sensibilidad del desplazamiento a las vibraciones, utilizamos la fluorescencia del ion atómico. Debido a que no podemos detectar ningún cambio en el nivel de fluorescencia entre las situaciones con y sin vibraciones, asumimos que el cambio de fluorescencia debido a las vibraciones está por debajo del 10 % de las variaciones observadas debido a las fluctuaciones de la potencia del láser. Al analizar cómo una oscilación sinusoidal de la posición del ion con respecto al rayo láser influye en el nivel de fluorescencia promedio del ion, podemos derivar un límite superior de la amplitud de desalineación de 3.5 \(\upmu \hbox {m}\). Sin embargo, esperamos que la amplitud real sea considerablemente menor.

Comparación de la imagen de la cámara entre tener la cámara de vacío (a) en reposo, (b) vibrando a 34 Hz con una aceleración máxima aparente de 0,047(5) g y (c) vibrando a 300 Hz con una aceleración máxima aparente de 1,09(18) gramo.

En conclusión, hemos presentado una trampa de un solo ion compacta, totalmente integrada en fibra, donde las fibras ópticas dentro de la cámara de vacío se utilizan para la entrega del haz, así como para la recolección de fluorescencia de iones. Los haces de entrega se enfocan en la posición esperada del ion durante el ensamblaje utilizando lentes GRIN unidos monolíticamente al cuerpo de la trampa. Esto hace que el sistema sea robusto frente a las vibraciones mecánicas y las variaciones térmicas, y elimina por completo la necesidad de realinear el haz con el tiempo. Las fibras colectoras multimodo se alojan directamente dentro de los electrodos trampa, lo que les permite sentarse cerca del ion, lo que garantiza una buena captura de ángulo sólido y nos permite medir la fluorescencia del ion con una alta relación señal/fondo. Hemos realizado una caracterización básica de la trampa de iones, incluidas las mediciones de fidelidad de detección de estado, y hemos sometido el sistema a un rango de temperaturas y condiciones de vibración mecánica, sin mostrar deterioro en su rendimiento.

Creemos que este es un paso adelante hacia la miniaturización de trampas de iones para su uso en sistemas integrados compactos y robustos para aplicaciones fuera del laboratorio de investigación, y específicamente para su uso en relojes atómicos ópticos portátiles. Finalmente, aunque usamos 40Ca+ como nuestro ion preferido, los principios de diseño presentados aquí se pueden extender a otras especies eligiendo fibras y lentes apropiadas para las longitudes de onda láser requeridas.

Los conjuntos de datos utilizados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a pedido razonable.

Häffner, H., Roos, CF y Blatt, R. Computación cuántica con iones atrapados. física Rep. 469, 155–203. https://doi.org/10.1016/j.physrep.2008.09.003 (2008).

Artículo ADS MathSciNet Google Scholar

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