Автореферат (1149653), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Второй подход основан9на согласовании потерь, связанных с затуханием поля в резонаторе и с поглощением в веществе, за счет подбора временной формы опорного сигнала. Сутьобоих подходов заключается в снижении потерь на отражение в присутствиидеструктивной интерференции сигнала и локального поля на зеркале связи.В данной главе рассматриваются оба подхода к записи квантовых оптических изображений.
Для подхода с согласованием импеданса описывается процесс согласования временных форм сигнального и опорного полей, проводятсячисленные расчеты для конкретной временной формы сигнального многомодового поля. Для обоих подходов оценивается эффективность записи в зависимости от длительности сигнала и номера пространственной моды, рис. 2. Показано,что достаточно длинные входные импульсы – импульсы, длительность которыхмного больше времени жизни поля в резонаторе, – записываются с эффективностью близкой единице для слабо отклоненных от оси резонатора мод (здесьпод модой понимается плоская волна с заданной поперечной компонентой волнового вектора). В то же время, подход с обращением сигнала обеспечиваетвысокую эффективность записи и для более коротких импульсов, длительностькоторых сопоставима со временем жизни поля в резонаторе, то есть позволяет эффективно работать за рамками приближения «плохого» резонатора.
Тем неменее, метод согласования импеданса обеспечивает возможность не только записывать импульсы произвольной гладкой временной формы, но и эффективносчитывать импульсы такой же временной формы (вообще говоря, любой гладкойвременной формы), что позволяет реализовать эффективную передачу сигналовиз одной ячейки квантовой памяти в другую [7], что необходимо, к примеру, дляреализации протоколов квантовой коммуникации.Выполненные расчеты показывают, что для обоих методов записи наклонные волны, поперечное волновое число которых ≤ , записываются снедостаточной для квантовой верности эффективностью, меньшей 0.50. Для таких волн собственная частота резонатора оказывается существенно вне резонанса с сигналом. При записи это приводит к отражению наклонных волн от резонатора и к ограничению пространственного разрешения памяти.
Таким образом,минимальный размер изображения, который может быть эффективно записан в память, оказывается ограничен, ≤ 2/ . Это ограничение связано сувеличением расстояния, на котором свет испытывает дифракцию в резонаторе.Площадь пиксела можно оценить как 2 ∼ / ( – собственная длинаволны резонатора), откуда следует, что для увеличения многомодовости памятиследует уменьшать длину резонатора и увеличивать коэффициент пропусканиявходного зеркала (оставаясь в рамках приближения высокодобротного резонатора).Основные результаты этой главы отображены в работах [A1, A2].10б)а)Рисунок 2: Эффективность записи в подходе с согласованием импеданса (а) и в подходе собращением сигнала (б) в зависимости от номера пространственной моды q и длительности ( ) входного сигнала (в единицах времени жизни поля в резонаторе).В четвертой главе исследуется процесс считывания пространственномногомодового квантованного сигнала из резонаторной квантовой памяти.
Впренебрежении спиновой релаксацией существенная эволюция за время хранения информации в среде отсутствует. Если длительность выходного сигнала не ограничивается, эффективность считывания в предлагаемой схеме памятидостигает единицы. Достаточно, например, быстро перебросить возбуждение сколлективного спина на поле, и дать резонаторному полю вытекать со скоростью . Однако, как обсуждалось выше, для обмена состояниями между ячейками памяти в квантовых сетях [7] представляет интерес считывание сигналовтой же временной формы и длительности, что используются при записи, то естьсчитывать сигналы, которые мы сможем эффективно записать в другую ячейку квантовой памяти.
Такую возможность обеспечивает считывание в подходе ссогласованием импеданса.Описывается процесс согласования временных форм считываемого сигнального и опорного полей, проводятся численные расчеты для конкретных временных форм считываемого поля. Производятся расчеты эффективности процесса чтения в зависимости от длительности сигнала и номера пространственноймоды (величины поперечной компоненты волнового вектора). Как и для этапазаписи резонатор, за счет увеличения длины пробега света и, соответственно,расстояния, на котором свет испытывает дифракцию, ограничивает пространственный спектр эффективно считываемого сигнала.
Оценки для размера пиксела совпадают с оценками в предыдущей главе. Рассчитываются формы временных профилей, рис. 3, в зависимости от длительности сигнала и номера11пространственной моды: чем больше номер пространственной моды, тем силь-а)б)Рисунок 3: Временная форма наклонных волн считываемого сигнала для значенийбезразмерной расстройки 2 /2 = 0; 0.4; 0.8; 1.6; 3.2. Время считывания (в единицах временижизни поля в резонаторе) составляет () = 3 (а), () = 10 (б).нее искажается временной профиль сигнала, что связано с модуляцией опорнойволны.
При этом нулевая мода, для которой проводилась оптимизация, восстанавливается с профилем, близким к требуемому.Описывается процесс согласованного изменения фазы опорного поля испиновой амплитуды, что позволяет найти дополнительные формы опорногоимпульса, обеспечивающие считывание сигнального импульса одной и той жевременной формы.Проводится исследование возможностей адресуемого считывания за счетуправления параметрами опорного поля. Для встречной и сонаправленной геометрий сигнального и опорного полей демонстрируется пространственная 2Dадресуемость.
Опорному полю сообщается небольшой поперечный импульс q ,который изменяет характер взаимодействия резонаторного поля и среды: локальное поле с индексом q считывает состояние коллективной спиновой когерентности с индексом q − q . Таким образом, появляется возможность восстанавливатьв хороший выходной канал (к примеру, вдоль оси резонатора) требуемую моду,что может ускорить работу квантового повторителя, [8].В этой же главе рассматривается близкая к ортогональной геометрия сигнального и опорного полей, которая позволяет реализовать пространственновременную 2D-адресуемость.
В этом случае в пространственной области сохраняется 1D-адресуемость: изменяя в ограниченных пределах направление распространения опорного поля в плоскости {, } (рис. 1), можно по требованию менять -компоненту поперечного волнового вектора считываемого сигнала. В тоже время, если продольная -компонента опорного поля принимает одно из зна()чений = 2/ ( – длина атомного ансамбля вдоль оси , = 0, ±1, .
. .),во взаимодействием со светом вовлекается только одна из продольных мод кол12лективного спина, и квантовая память в этом случае способна хранить одновременно много сигнальных импульсов света из временной последовательности.При этом каждый сигнал записывается с соответствующим направлением распространения опорного поля в плоскости {, }. Для считывания по требованию заданного сигнала из последовательности записанных импульсов, необходимо использовать опорное поле с соответствующим направлением распространения. Показано, что в рамках используемых приближений, число независимыхспиновых волн, каждая из которых может хранить свет, ограничено условием√︀ ≪ 2 / , где – длина волны опорного поля, – размер атомногоансамбля вдоль оси . Результаты этой главы отображены в работах [A1–A3].В пятой главе рассматривается протокол работы квантовой памяти в режиме «светоделителя» со многими входами с управляемыми коэффициентамипропускания условных зеркал для разделенных во времени квантованных импульсов света.
Рассматривается модель памяти, основанная на продольно и поперечно одномодовом резонаторе, в остальном модель остается прежней, рис. 4.Адресуемость параллельной квантовой памяти, возникающая в близкой к орто-a(in)nAmxyk(m)ze'ewpsmx -1/2wcg+1/2Рисунок 4: Схема поперечно одномодовой квантовой памяти в резонаторной конфигурации исхема энергетических уровней атомов и световых полей.гональной геометрии сигнального и опорного полей и обсуждавшаяся в предыдущем разделе, позволяет контролировать независимые коллективные спиновыеволны внутри одного атомного ансамбля. В этой главе мы рассматриваем эволюцию и преобразование квантовых состояний продольных мод коллективногоспина, полагая, что эти моды когерентно управляются импульсами накачки снеобходимыми пространственными профилями. На стадии записи это позволя13ет связывать временную последовательность входных квантованных импульсовсвета в заданные суперпозиции ортогональных спиновых волн.
При чтении ввыходные импульсы света восстанавливаются квантовые состояния коллективного спина, являющиеся управляемыми суперпозициями хранимых состояний.Показано, что полное преобразование последовательности входных квантованных сигналов в выходную последовательность представляется в виде∑︁( ) ()() ( ) + . . . ,()=()()где и – амплитуды -ых импульсов при записи и чтении, ( ) – произвольная унитарная матрица, вид которой определяется структурой опорногополя на этапах записи и чтения. Здесь √︀«. .
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
