Модовый анализ квантовой памяти на холодных и теплых атомных ансамблях

• Автор: Тихонов, Кирилл Сергеевич
• Шифр специальности: 01.04.05
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2015
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 111 с. : ил.

Содержание
Введение
1 Обзор литературы
1.1 Зачем нужна квантовая память
1.1.1 Передача и хранение квантовой информации
1.1.2 Оптические линии задержки и резонаторы
1.1.3 Декогеренцня и коррекция ошибок
1.1.4 Память для одиночных фотонов и световых импульсов: носители информации
1.2 Критерии работы квантовой памяти
1.2.1 Эффективность
1.2.2 Верность при условных и безусловных измерениях
1.2.3 Время хранения
1.2.4 Масштабируемость
1.3 Протоколы квантовой памяти и их экспериментальные реализации
1.3.1 Память на атомных ансамблях
1.3.2 Электромагнитная индуцированная прозрачность и замедление света
1.3.3 Адиабатическая и быстрая квантовые памяти
1.3.4 Рамановское взаимодействие
1.3.5 Квантовое неразрушающее взаимодействие
1.3.6 Фотонное эхо
1.4 Квантовая память на тепловых атомных ансамблях
1.4.1 Случай медленного движения атомов
1.4.2 Атомные ансамбли при комнатной температуре
1.4.3 Разогретые атомные ансамбли с буферным газом
2 Протокол быстрой резонансной квантовой памяти
2.1 Общее описание протокола
2.2 Сигнальное и управляющее поля
2.3 Гамильтониан взаимодействия для подансамбля
2.4 Уравнения Гейзенберга для подансамбля атомов
2.5 Решение квантовой и полуклассической задач
3 Модовый анализ квантовой памяти на неподвижном атомном ансамбле
3.1 Собственные функции полного цикла памяти и их спектр
3.2 Функции отклика среды
3.3 Сравнение модового состава моделей быстрой и адиабатической квантовой памяти
3.4 Заключение по главе
4 Сохранение сж-атия и перенутывания для продольно многомодовой квантовой па-

4.1 Светодслительная модель памяти и связь эффективности и сохранения сжатия в
приближении светоделитсльной модели
4.2 Импульс сжатого света от одномодового субпуассоновского лазера с-захватом фазы
4.3 Сравнение работы квантовой памяти относительно сохранения сжатия и эффективности
4.4 Критерий Дуана для двух импульсов света
4.5 Считывание перепутанного состояния из широкополосной памяти
4.6 Ассиметричное запоминание перепутанных импульсов
4.7 Необходимые и достаточные характеристики работы многомодовой памяти
4.8 Заключение по главе
5 Тепловые ансамбли атомов в задаче квантовой памяти
5.1 Модель теплового разлета атомов, пределы применимости и единицы измерения .
5.2 Функции отклика для подвижных атомов
5.3 Интефалы перекрывания и считывание из теплового ансамбля
5.4 Считывание из ячейки с атомами комнатной температуры
5.5 Оптимизация полного цикла с учетом хранения
5.6 Заключение по главе
Заключение
Литература
А Общие решения для а(г, £), 6(с, I), с(г, £)
В Определение собственных функций полного цикла памяти при неравных временах записи и восстановления сигнала

Введение
Настоящая работа посвящена теоретическому изучению протокола многомодовой быстрой квантовой памяти.
Обычно под квантовой памятью в широком смысле понимают некоторый физический прибор, с помощью которого можно записать, сохранить и воспроизвести квантовую информацию с учетом всех ее существенных аспектов [1-3]. В частности, одним из таких аспектов, который в наибольшей степени характеризует отличие квантовой информации от классической, является то, что ее носителем выступает квантовое состояние физического объекта. Это означает-, что даже единичное измерение, произведенное над объектом, разрушит его состояние необратимым образом, и при этом в силу принципа запрета клонирования [4, 5] не существует никакой возможности приготовит ь его точную копию. Отсюда следует, что привычная для классической информации схема хранения, подразумевающая ее непосредственное считывание (т.е. измерение) уже на этапе записи, оказывается непригодной, поэтому для сохранения квантовой информации должна быть создана своего рода "линия задержки", которая в идеале позволила бы сохранять квантовую информацию сколь угодно долго.
Сегодня наиболее перспективными носителями квантовой информации с точки зрения информационных и телекоммуникационных приложений являются импульсы света, и кажется вполне естественным и логичным использовать для их хранения, например, оптические резонаторы и волоконно-оптические линии задержки. Однако из-за физических потерь, вызванных несовершенством приборов, а также влиянием окружения (декогеренции), время хранения будет существенным образом ограничено, поэтому широко изучается иной подход, предполагающий перенос квантового состояния светового импульса на квантовое состояние другой "долгоживущей" системы и обратно. В качестве такой системы могут выступать квантовые точки, дефекты в кристаллах, одиночные атомы в оптических ловушках или, к примеру, атомные ансамбли. Последние оказываются особенно удобными для сохранения квантовых гауссовских состояний, которые, как было показано в работе [6], обладают наибольшей возможной информационной емкостью.

В результате образуется когерентность между уровнями | 1} и | 2), на которую отпечатываются квантово-статистические свойства сигнального поля.
Этап хранения в идеале предполагает, что когерентность между уровнями 11) и | 2) остается неизменной. Однако в главе 5 мы учтем ее "размывание" , вызванное тепловым продольным движением атомов. Атомы, которые после этапа записи остались на уровне | 3), в результате спонтанного распада во время этапа хранения переходят на уровень | 1).
При считывании на противоположный вход ячейки (случай обратного считывания) подается импульс сильного управляющего поля, в процессе взаимодействия с которым атомы с уровня | 2) переходят на уровень 11) через верхний уровень | 3). В результате происходит излучение фотонов в сигнальную моду, так что выходное поле несет на себе свойства входного сигнала, а в идеале полностью воспроизводит его квантовое состояние. Отмстим, что мы рассматриваем только случай обратного считывания, которое гораздо эффективнее прямого [19].
2.2 Сигнальное и управляющее поля
Мы рассматриваем действующие в системе поля в резонансном случае, т.е. когда несущая частота сигнального поля и3 совпадает с частотой перехода ищ между уровнями 11) и | 3), а частота управляющего поля ш,і - с частотой перехода одаз между уровнями | 2) и 13), при этом мы предполагаем, что уровни | 1) и | 2) энергетически разделены, т.е. частоты и-гл и Ыщ существенно отличаются друг от друга. В связи с этим мы исключаем нерезонансные переходы из рассмотрения.
Мы будем считать, что поле Е^(г, Ї) - это классическая, плоская монохроматическая волна, а поле Е3{г,1) - это квантовая квазимонохроматическая волна, которые на этапе записи распространяются вдоль выбранного направления г, а на этапе считывания волна управляющего поля посылается на ячейку в противоположном направлении (обратное считывание).
Выражения для сигнального и управляющего полей имеют следующий вид
^ 0 = + Ік*2"(г'1) + к С- ' (2Л)
ЕО = -*/т^5 а~Ш + ік"іХа + > (2.2)
V 2Є0с
где к3 и к,[ - волновые числа сигнального и управляющего полей. Медленно меняющийся оператор уничтожения сигнального поля а(г, I) и амплитуда управляющего поля а записаны в фо-