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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 ópticas de espacio libre. Aquí presentamos una trampa de un solo ión con fibras ópticas integradas directamente dentro de la estructura de la trampa, para emitir luz láser y recolectar la fluorescencia del ión. 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 resiliencia del sistema a variaciones térmicas en el rango entre 22 y 53 \(^{\circ }\)C, y la resiliencia a vibraciones 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 de fibra acoplada la hace muy adecuada para aplicaciones dentro y fuera de entornos de laboratorio de investigación y, en particular, para tecnologías cuánticas portátiles altamente compactas, como relojes atómicos ópticos portátiles. Si bien nuestro sistema está diseñado para atrapar iones 40Ca+, los principios fundamentales de diseño 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 vida útil de captura, 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 el procesamiento de información cuántica1,2, espectroscopia de precisión3 y pruebas de física fundamental4,5, entre otros. Si bien ha habido avances notables en el desarrollo y 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 tanto, un deterioro del rendimiento del sistema. Si bien esto puede ser aceptable para los sistemas de investigación basados en laboratorios, para el funcionamiento fuera de los laboratorios de investigación representa una barrera importante. En particular, la susceptibilidad de la óptica de detección y dirección del haz a vibraciones, fluctuaciones de temperatura y derivas dificulta el uso de iones atrapados en sistemas de sensores 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 la trampa de iones mediante fibras ópticas8,9,10. Esto elimina la necesidad de lentes de gran apertura numérica, que son propensos a desalinearse y desviarse, y permite una fácil conexión al 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 fotón único superconductores integrados11 y fotodiodos de avalancha de fotón único12. Si bien ofrecen grandes eficiencias de recolección, se adaptan mejor a trampas de iones planas que a estructuras de captura tridimensionales, siendo estas últimas las preferidas para aplicaciones de relojes atómicos debido a sus menores velocidades de calentamiento y mayores eficiencias de captura. Además, el requisito de operar a temperaturas criogénicas para dispositivos superconductores prohíbe su uso en sistemas altamente compactos y portátiles. Un tercer enfoque es utilizar ópticas integradas en vacío para maximizar la recolección de fluorescencia iónica13,14,15, trabajando en conjunto con elementos ópticos fuera de vacío. Estas soluciones se adaptan bien a las trampas de iones planas y son particularmente interesantes para sistemas de iones múltiples, pero aún requieren una cámara de vacío con ventana y una alineación cuidadosa de los componentes ópticos externos.

También se han logrado avances en la integración de la óptica de entrega, utilizando guías de ondas ópticas incrustadas en el sustrato de trampas de iones de superficie16,17,18,19. Aquí, se utilizan acopladores difractivos 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, alinear las fibras de entrada con las guías de ondas integradas puede resultar difícil, lo que da lugar a eficiencias de transmisión óptica generales bajas. También se ha informado20 sobre la entrega de un haz de longitud de onda única usando 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 ópticas externas de espacio libre o acceso óptico. Una trampa de iones con tapa terminal basada en 10 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 suministro de láser facilita la alineación flexible de las polarizaciones y ángulos del haz individual durante el montaje de la trampa. La disposición geométrica de la fibra de recolección multimodo, su proximidad al ion y la forma de buen modo proporcionada por la óptica de entrega nos permiten medir la fluorescencia del ion con altas relaciones señal-fondo incluso sin ningún 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 de las condiciones ambientales. El tamaño compacto, la robustez y la flexibilidad de este diseño de trampa la hacen muy adecuada para aplicaciones en experimentos de iones únicos fuera del laboratorio de investigación, con especial énfasis 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 necesarias para la ionización, enfriamiento, rebombeo, extinción e 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 componentes de fibra óptica, lo que es fundamental 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 utilizamos 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 \(\hbox {nm}\) de 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 utilizar para apagar el ion fuera 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 de 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 de un 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 estilo tapa en el extremo, que proporciona confinamiento de radiofrecuencia tridimensional. Consta de dos conjuntos de electrodos concéntricos cilíndricos 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 están ahusados a 45\(^{\circ }\) a Aumente el ángulo de acceso óptico y evite que los rayos láser se corten. Se utiliza un tubo de alúmina entre los electrodos interior y exterior para aislarlos eléctricamente manteniendo la concentricidad. Los electrodos y el espaciador de alúmina se pegan entre sí utilizando epoxi compatible con UVH (EPO-TEK 353ND).

La separación axial entre 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 les permite usarse como electrodos de CC para compensación de micromovimientos en la dirección axial, mientras se mantienen conectados a tierra. Se utilizan dos electrodos de CC para suministrar voltajes de compensación de micromovimientos 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 sensores de temperatura, cableado y electrodos de CC. Izquierda: descripción general de la trampa que muestra las fibras de mantenimiento de la polarización (PM) utilizadas para la entrega de luz y la fibra multimodo (MM) utilizada para la recolección de fluorescencia, así como los conductos 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 la trayectoria seguida por los haces de emisión, 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 a escala).

La integración de la fibra de recolección 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 pequeñas desalineaciones de la posición de la fibra, lo que lo hace inherentemente robusto a las vibraciones mecánicas y las derivas 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 su extremo se ahusó hasta 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 entre 90 y 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 utilizando epoxi compatible con UHV (EPO-TEK 301-2).

La luz recogida en la fibra multimodo se filtra espectralmente utilizando un filtro de paso de banda estrecho y luego se utiliza un detector fotomultiplicador (PMT) para medir la fluorescencia del ion. Según la geometría del sistema, la fracción de luz capturada por la fibra es aproximadamente del 1,2%, limitada por su apertura numérica, lo que significa un total posible de aproximadamente el 2,4% si se utilizan dos fibras. En este trabajo sólo se utilizó 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% en 397 \(\hbox {nm}\)), lo que lleva a un total pérdida del 15%. Con una eficiencia nominal de detección de fotones 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 rebombeo de iones 40Ca+, utilizamos diferentes fibras ópticas disponibles en el mercado para diferentes grupos de longitudes de onda (consulte la Fig. 1). Todas ellas son fibras que mantienen la polarización monomodo. Usamos una fibra ultravioleta (UV) (Thorlabs PM-S405-XP) para entregar los láseres de fotoionización así como el haz de enfriamiento, y una única fibra infrarroja (IR) (Thorlabs PM780-HP) para entregar los haces de rebombeo a 850 \mu (\hbox {nm}\) y 854 \(\hbox {nm}\). Esta fibra IR también se puede utilizar para emitir 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 alimentan al sistema de vacío mediante pasamuros de fibra óptica descritos en 22, que fueron probados 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 revestimiento antirreflectante (GRIN) con una distancia focal de diseño de 10 \(\hbox {mm}\) para enfocar las salidas de fibra en el centro de la trampa. Las fibras de entrega se encuentran en una férula de cerámica justo detrás de las lentes GRIN, con una separación entre fibra y lente de menos de 100 \(\upmu \hbox {m}\). Estos sistemas de administración de láser crean haces con difracción limitada, 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 las 397 \(\hbox {nm}\) vigas, 9.82(7) \(\upmu \hbox {m}\) para las 729 \(\hbox {nm}\) vigas y 11.1(1) \(\upmu \hbox {m}\) para las 866 \(\hbox {nm}\) vigas. Como se analiza a continuación, no explotamos completamente las cinturas de haz pequeñas, pero la forma del buen modo y la ausencia de halos de haz 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 del ion a través de la fibra multimodo con altas relaciones señal-fondo sin ningún filtrado espacial. Tenga en cuenta que el haz 729 \(\hbox {nm}\) no se utiliza en este trabajo, ya que sondear la transición del reloj está fuera del alcance de esta investigación inicial.

Los haces 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 utilizados para observar las posiciones del rayo láser. La alineación de los conjuntos de entrega se realizó mediante etapas de microposicionamiento en tres dimensiones, y estimamos que pudimos posicionar el haz dentro de 5 \(\upmu \hbox {m}\) del 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 optimizada la alineación, las lentes se pegaron al cuerpo principal de la trampa utilizando 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 traslación para mantener las vigas alineadas. Después del proceso de curado, las vigas generalmente permanecían alineadas 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 insaturado medido a 0,14 \(\upmu \hbox {W}\). La línea continua de color naranja es un ajuste de Lorentz a los datos desafinados en rojo, y muestra un ancho de línea ajustado cercano al ancho de línea natural de la transición de enfriamiento de 40Ca+. La línea naranja discontinua muestra la tasa de conteo medida sin un ion en la trampa, es decir, la tasa de conteo de dispersión de fondo.

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

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

La trampa funciona 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 la dirección 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 parásitos 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.

A diferencia de la vida útil esperada de los iones de horas, la vida útil de los iones dentro de esta trampa es de aproximadamente 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 (por ejemplo, EPO-TEK H21D) podría haber reducido la probabilidad de que se formen 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 \(\hbox {nm}\) usando 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 de Lorentz 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 potencia, con el HWHM a potencia cero convergiendo al medio ancho natural. La relación señal a 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 del poder. Los mejores valores se obtuvieron para potencias inferiores a 0,2 \(\upmu \hbox {W}\), donde la ampliación de potencia es insignificante, con un SBR del orden de 50. Para las potencias de enfriamiento típicas utilizadas para operar la trampa (entre 3 y 4 \(\upmu \hbox {W}\)), el SBR es del orden de 10 a 20.

Además, utilizamos una serie de mediciones de HWHM con 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 se puede deducir del aumento 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 entre el ion y el centro del haz era 10,8(1,1) \(\upmu \hbox {m}\), y la incertidumbre estaba dominada por la medición de la potencia del láser en la posición del ion. Con una cintura del haz de 25 \(\upmu \hbox {m}\), el ion está dentro del rayo láser de enfriamiento.

A continuación, caracterizamos la fidelidad de detección del 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 repumpers. Se obtiene un estado oscuro apagando los repumpers, colocando el ion en los estados D. En términos de determinar la fidelidad de la lectura del estado, esto equivale 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 mediciones 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 umbral \(n_{th}\) (a lo largo del eje horizontal en la Fig. 4a), por encima del cual el ion se considerará brillante, y por debajo del cual el ion se considerará brillante. considerarse oscuro. Para el estado brillante, la fidelidad de detección viene dada por:

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

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

(a) Medición de detección de estado para una ventana de medición \(\tau _\text {w}\) = 600 \(\upmu \hbox {s}\). El histograma naranja (azul) corresponde a un ion preparado en estado oscuro (brillante). Las líneas son ajustes de Poisson a los datos, solo como referencia. (b) Secuencia de pulsos utilizada para las mediciones de detección de estado. El láser de enfriamiento siempre se mantiene encendido, mientras que los rebomberos 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 brillantes y oscuros. Hay un retraso de 100 \(\upmu\) s entre el apagado (encendido) de los repumpers y la ventana de medición, para garantizar que el ion se haya archivado (desarchivado).

El valor óptimo \(n_{th}\) 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 las líneas. Medimos la fidelidad de detección del estado para un rango de tiempos de ventana de detección y potencias del láser de enfriamiento, y podemos lograr fidelidades de detección del estado mejores que el 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 del estado finito, la vida útil del estado finito o cualquier 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 dispersión mensurable de los láseres de rebombeo.

Medición de la tasa de disminución 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 la cual 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 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 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 otro en el soporte de cobre principal).

Para medir \(\tau _\Omega\) comenzamos preparando el ion en el estado S1/2 y luego encendemos el haz de enfriamiento con los repumpers apagados. Se observará fluorescencia hasta que el ion pase al estado D3/2 o D5/2. Tras muchas repeticiones se observará una caída exponencial de la fluorescencia (ver Fig. 5). La constante de tiempo de esta desintegración es \(\tau _\Omega\), que está directamente relacionada con la frecuencia Rabi del haz de enfriamiento26. Si el haz está desalineado, el ion quedará expuesto a una intensidad de luz diferente, lo que a su vez dará como resultado una constante de tiempo diferente \(\tau _\Omega\). El recuadro en la Fig. 6 muestra la dependencia de \(\tau _\Omega\) con la potencia del haz de enfriamiento. Para tener una alta sensibilidad de alineación a la dependencia de la temperatura, las mediciones se tomaron usando potencias de enfriamiento de alrededor de 0.83(5) \(\upmu \hbox {W}\), evitando la saturación de la transición de enfriamiento y al mismo tiempo teniendo 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 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 distancia 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 exploradas.

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 permanecían 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 caída de la fluorescencia en función de la temperatura de la trampa. La línea naranja horizontal es el promedio \(\tau _\Omega\) entre todas las mediciones. Las barras de error horizontales representan el error estadístico al leer 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 caída 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 fibras. 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 de alrededor de 34 Hz y el segundo dispositivo de 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, está sujeta sin apretar al banco. El resultado es un sistema en el que 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 sólo puede capturar el movimiento del ion en un plano bidimensional. Cuando se utiliza el primer dispositivo a 34 Hz, la aceleración máxima aparente es 0,047(5) g. Para el segundo dispositivo que funciona a 300 Hz, la aceleración máxima aparente es 1,09(18) g. En cualquier caso, no se observa ninguna diferencia significativa ni en la tasa de fluorescencia del ion, los voltajes de compensación de micromovimientos, el perfil espectroscópico de transición de enfriamiento o la constante de caída de la fluorescencia \(\tau _\Omega\).

Para determinar la sensibilidad al desplazamiento ante 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 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 imágenes de cámara entre tener la cámara de vacío (a) en reposo, (b) vibrando a 34 Hz con una aceleración máxima aparente de 0,047(5) gy (c) vibrando a 300 Hz con una aceleración máxima aparente de 1,09(18) gramo.

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

Creemos que este es un paso adelante hacia la miniaturización de las 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, si bien utilizamos 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 presente estudio están disponibles del autor correspondiente previa solicitud razonable.

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

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