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Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 523 (2023) Citer cet article

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Les ions piégés sont une plateforme prometteuse pour le déploiement des technologies quantiques. Cependant, les expériences traditionnelles de piège à ions ont tendance à être volumineuses et sensibles à l'environnement en raison de l'utilisation d'optiques en espace libre. Nous présentons ici un piège à ions simples avec des fibres optiques intégrées directement intégrées dans la structure du piège, pour délivrer la lumière laser ainsi que pour collecter la fluorescence de l'ion. Ceci élimine le besoin de fenêtres optiques. Nous caractérisons les performances du système et mesurons la fluorescence de l'ion avec des rapports signal sur fond de l'ordre de 50, ce qui nous permet d'effectuer des mesures de lecture d'état interne avec une fidélité supérieure à 99 % en 600 \(\upmu\)s. Nous testons la résistance du système aux variations thermiques comprises entre 22 et 53 \(^{\circ }\)C, ainsi que la résistance aux vibrations du système à 34 Hz et 300 Hz et nous n'avons trouvé aucun effet sur ses performances. La combinaison de compacité et de robustesse de notre piège couplé à la fibre le rend bien adapté aux applications dans, ainsi qu'à l'extérieur, des environnements de laboratoire de recherche, et en particulier pour les technologies quantiques portables très compactes, telles que les horloges atomiques optiques portables. Bien que notre système soit conçu pour piéger les ions 40Ca+, les principes de conception fondamentaux peuvent être appliqués à d'autres espèces d'ions.

Les ions piégés sont un candidat prometteur pour un large éventail de technologies quantiques. Ce sont des systèmes intrinsèquement reproductibles, présentant de longues durées de vie de cohérence et de piégeage, et les techniques pour préparer, lire et manipuler leurs états quantiques internes et externes sont bien développées. Cela les rend parfaitement adaptés pour être utilisés dans le traitement de l'information quantique1,2, la spectroscopie de précision3 et les tests de physique fondamentale4,5, entre autres. Bien qu'il y ait eu des progrès remarquables dans le développement et la miniaturisation de nouvelles structures de piégeage d'ions et des systèmes de vide associés6,7, les systèmes optiques nécessaires pour manipuler et détecter l'état des ions piégés sont encore principalement basés sur l'optique en espace libre. Cela laisse un piège à ions compact entouré d'un grand volume de composants optiques, qui sont souvent sensibles aux dérives et aux vibrations, nécessitant un réalignement régulier, car l'optique en espace libre peut entraîner une instabilité de pointage du faisceau et donc une détérioration des performances du système. Alors que pour les systèmes de recherche en laboratoire, cela peut être acceptable, pour les opérations en dehors des laboratoires de recherche, cela constitue un obstacle important. En particulier, la susceptibilité de l'orientation du faisceau et de l'optique de détection aux vibrations, aux fluctuations de température et aux dérives entrave l'utilisation d'ions piégés dans les systèmes de métrologie et de capteurs utilisables sur le terrain.

Ces dernières années, des progrès ont été réalisés dans l'intégration de l'optique de détection de fluorescence dans la structure du piège à ions à l'aide de fibres optiques8,9,10. Cela élimine le besoin d'objectifs à grande ouverture numérique, qui sont sujets au désalignement et à la dérive, et permet une connexion facile au détecteur de photons. Cependant, cela présente l'inconvénient que l'absence de filtrage spatial entraîne une sensibilité plus élevée à la lumière diffusée par les électrodes pièges ou les structures environnantes. Une autre approche consiste à utiliser des détecteurs de photons uniques supraconducteurs intégrés11 et des photodiodes à avalanche de photons uniques12. Bien que ceux-ci offrent de grandes efficacités de collecte, ils sont mieux adaptés aux pièges à ions planaires par opposition aux structures de piégeage tridimensionnelles, ces dernières étant préférées pour les applications d'horloge atomique en raison de leurs vitesses de chauffage plus faibles et de leurs efficacités de piégeage plus élevées. De plus, l'obligation de fonctionner à des températures cryogéniques pour les dispositifs supraconducteurs interdit leur utilisation dans des systèmes très compacts et portables. Une troisième approche consiste à utiliser l'optique intégrée sous vide pour maximiser la collection de fluorescence ionique13,14,15, en collaboration avec des éléments optiques hors vide. Ces solutions sont bien adaptées aux pièges à ions planaires, et sont particulièrement intéressantes pour les systèmes multi-ions, mais elles nécessitent toujours une chambre à vide fenêtrée et un alignement soigné des composants optiques externes.

Des progrès ont également été réalisés dans l'intégration de l'optique de livraison, en utilisant des guides d'ondes optiques intégrés dans le substrat des pièges à ions de surface16,17,18,19. Ici, des coupleurs diffractifs sont utilisés pour focaliser les faisceaux sur la position de l'ion. Cela conduit à des systèmes mécaniquement robustes et sans réalignement, et produit des tailles de faisceau suffisamment petites. Cependant, l'alignement des fibres d'entrée avec les guides d'ondes intégrés peut être difficile, ce qui conduit à de faibles rendements de transmission optique globaux. La livraison d'un faisceau de longueur d'onde unique à l'aide d'une fibre optique monomode intégrée dans un piège de surface a également été rapportée20, mais jusqu'à présent, l'intégration totale de tous les faisceaux de livraison ainsi que la collecte de fluorescence n'ont pas été démontrées.

Dans cet article, nous présentons une structure de piège à ions intégrée à la fibre, éliminant le besoin d'optique externe en espace libre ou d'accès optique. Un piège à ions de type capuchon d'extrémité basé sur 10 a une fibre optique multimode intégrée dans l'une des électrodes RF pour la collecte de fluorescence, et utilise des fibres optiques sous vide et une optique de focalisation pour fournir la lumière laser requise à l'ion. Cette structure de livraison laser facilite l'alignement flexible des polarisations et des angles de faisceau individuels lors de l'assemblage du piège. La disposition géométrique de la fibre de collection multimode, sa proximité avec l'ion et la bonne forme de mode fournie par l'optique de livraison nous permettent de mesurer la fluorescence de l'ion avec des rapports signal sur fond élevés, même sans aucun filtrage spatial. Nous avons caractérisé le système sous différentes conditions de température et de vibration, ce qui nous permet de montrer que ses performances ne sont pas affectées par les changements des conditions environnementales. La taille compacte, la robustesse et la flexibilité de cette conception de piège le rendent bien adapté aux applications dans les expériences d'ions uniques en dehors du laboratoire de recherche, avec un accent particulier sur les horloges atomiques optiques portables.

Notre système est conçu pour piéger les ions calcium. Le 40Ca+ est particulièrement bien adapté aux applications dans les horloges atomiques optiques portables et les capteurs car toutes les longueurs d'onde nécessaires à l'ionisation, au refroidissement, au repompage, à l'extinction et à l'interrogation spectroscopique de la transition d'horloge sont accessibles via des lasers à diodes compacts. De plus, toutes ces longueurs d'onde sont compatibles avec les composants de la fibre optique, ce qui est essentiel pour la miniaturisation et la robustesse de l'installation.

Les niveaux d'énergie pertinents de 40Ca et 40Ca+ sont illustrés à la Fig. 1. Afin d'ioniser le 40Ca neutre, nous utilisons une transition résonnante à 423 \(\hbox {nm}\) et une lumière non résonnante à 375 \(\hbox {nm }\). Nous utilisons la transition de refroidissement dans 40Ca+ à 397 \(\hbox {nm}\), et le repompage peut être fait avec 866 \(\hbox {nm}\) light ou une combinaison de 850 \(\hbox {nm}\) et 854 \(\hbox {nm}\) lumière. 40Ca+ a une transition d'horloge à 729 \(\hbox {nm}\). La transition 854 \(\hbox {nm}\) peut également être utilisée pour éteindre l'ion hors de l'état D5/2 après l'étape de lecture de l'interrogation d'horloge.

Niveaux d'énergie pertinents pour l'ionisation du 40Ca et le fonctionnement d'une horloge atomique 40Ca+. Dans ce travail, nous refroidissons l'ion en utilisant la transition 397 \(\hbox {nm}\), ainsi que 850 repompes \(\hbox {nm}\) et 854 repompes \(\hbox {nm}\). La transition d'horloge dans 40Ca+ est à 729 \(\hbox {nm}\). Les longueurs d'onde ont été regroupées par couleurs (bleu, orange ou rouge) pour représenter les faisceaux pouvant traverser un même type de fibre optique. Les flèches pleines indiquent les longueurs d'onde utilisées dans ce travail.

Le piège, représenté schématiquement sur la figure 2, est un piège de style bouchon d'extrémité, qui fournit un confinement RF tridimensionnel. Il se compose de deux ensembles d'électrodes concentriques cylindriques se faisant face, le centre du piège se trouvant dans l'espace entre les assemblages d'électrodes. Les électrodes internes sont connectées au potentiel rf, tandis que les électrodes externes sont connectées à la terre. Les électrodes RF internes sont creuses et abritent des fibres multimodes, qui sont utilisées pour la collecte de fluorescence. Le diamètre extérieur des électrodes internes est de 500 \(\upmu \hbox {m}\) et elles dépassent de 250 \(\upmu \hbox {m}\) des électrodes de masse. Les diamètres intérieur et extérieur des électrodes extérieures sont respectivement de 800 \(\upmu \hbox {m}\) et 1,78 \(\hbox {mm}\), et ils sont effilés à 45\(^{\circ }\) pour augmenter l'angle d'accès optique et éviter l'écrêtage des faisceaux laser. Un tube d'alumine est utilisé entre les électrodes intérieure et extérieure pour les isoler électriquement tout en maintenant la concentricité. Les électrodes et l'entretoise en alumine sont collées ensemble à l'aide d'époxy compatible UVH (EPO-TEK 353ND).

La séparation axiale entre les électrodes RF est de 500 \(\upmu \hbox {m}\). Les électrodes internes sont connectées à la source RF principale à l'arrière des électrodes. Les électrodes externes sont mises à la terre en les connectant au corps principal du piège via une paire de condensateurs. Cela leur permet d'être utilisées comme électrodes à courant continu pour la compensation des micromouvements dans la direction axiale, tout en les maintenant à la terre en courant alternatif. Deux électrodes à courant continu sont utilisées pour fournir des tensions de compensation de micromouvement dans le plan radial. Un tube en tantale chauffé par résistance et rempli de calcium est monté à l'intérieur du corps en cuivre contenant le piège et sert de distributeur de calcium. Deux trous d'épingle collimatent le faisceau atomique de calcium pour passer entre les électrodes internes.

Représentation schématique du piège à ions intégré à la fibre. Les capteurs de température, le câblage et les électrodes CC ont été omis. À gauche : vue d'ensemble du piège montrant les fibres à maintien de polarisation (PM) utilisées pour la diffusion de la lumière et la fibre multimode (MM) utilisée pour la collecte de la fluorescence, ainsi que les traversées de fibre, dc et rf. En bas à droite : zoom sur la structure de piégeage montrant les collimateurs de la lentille à gradient d'indice (GRIN) et le chemin suivi par les faisceaux de livraison, ainsi que les condensateurs de découplage rf. En haut à droite : zoom avant et coupe transversale de la structure de l'électrode, montrant la fibre MM intégrée à l'intérieur de l'électrode RF. La position de l'ion est représentée par un cercle bleu clair (pas à l'échelle).

L'intégration de la fibre de collecte de fluorescence dans l'ensemble d'électrodes supprime le besoin d'alignement, puisque la fibre est concentrique avec les électrodes rf et est donc alignée avec la position attendue de l'ion. Le système est donc insensible aux petits désalignements de la position des fibres, ce qui le rend intrinsèquement robuste aux vibrations mécaniques et aux dérives thermiques.

La fibre multimode utilisée pour la collecte de fluorescence (Thorlabs FG200UEA) a un diamètre de coeur de 200 \(\upmu \hbox {m}\) et un diamètre de gaine de 220 \(\upmu \hbox {m}\). Le cœur est en silice pure et la gaine en silice dopée au fluor. Le revêtement protecteur en acrylate de la fibre a été dépouillé et son extrémité a été effilée jusqu'à un diamètre de 190 \(\upmu \hbox {m}\) sur 11 \(\hbox {mm}\) pour fournir un ajustement serré à la RF alésage intérieur des électrodes. La fibre multimode est rétractée de 90 à 100 \(\upmu \hbox {m}\) par rapport à la surface avant des électrodes RF. La fibre est collée à l'arrière de l'électrode rf à l'aide d'époxy compatible UHV (EPO-TEK 301-2).

La lumière collectée dans la fibre multimode est filtrée spectralement à l'aide d'un filtre passe-bande étroit et un détecteur photomultiplicateur (PMT) est ensuite utilisé pour mesurer la fluorescence de l'ion. D'après la géométrie du système, la fraction de lumière captée par la fibre est d'environ 1,2 %, limitée par son ouverture numérique, soit un total possible d'environ 2,4 % si deux fibres sont utilisées. Dans ce travail, une seule fibre a été utilisée, en raison d'une rupture accidentelle de la seconde lors des dernières étapes du processus d'assemblage. Les pertes optiques entre l'ion et le PMT comprendront : les pertes par réflexion aux faces d'entrée et de sortie de la fibre MM (3,6 % sur chaque face, en supposant un indice de réfraction de 1,4721), les pertes de propagation le long de la fibre (1 % à 400 \( \hbox {nm}\) pour une fibre 1 \(\hbox {m}\)) et les pertes de transmission à travers le filtre passe-bande (7 % à 397 \(\hbox {nm}\)), conduisant à un total perte de 15%. Avec une efficacité nominale de détection de photons PMT à 400 \(\hbox {nm}\) de 30 %, l'efficacité globale de détection de fluorescence est d'environ 0,3 % (0,6 % pour les deux fibres).

Pour fournir les faisceaux laser nécessaires à l'ionisation du 40Ca et au refroidissement et au repompage des ions 40Ca+, nous utilisons différentes fibres optiques standard pour différents groupes de longueurs d'onde (voir Fig. 1). Ce sont toutes des fibres monomodes à maintien de polarisation. Nous utilisons une fibre ultraviolette (UV) (Thorlabs PM-S405-XP) pour délivrer les lasers de photoionisation ainsi que le faisceau de refroidissement, et une seule fibre infrarouge (IR) (Thorlabs PM780-HP) pour délivrer les faisceaux repumper à 850 \ (\hbox {nm}\) et 854 \(\hbox {nm}\). Cette fibre IR peut également être utilisée pour délivrer de la lumière à 866 \(\hbox {nm}\). De plus, le système est équipé d'une deuxième fibre UV pour un autre faisceau de refroidissement (non utilisé dans ce travail) et d'une fibre dédiée (Thorlabs PM630-HP) pour le futur laser d'horloge. Les fibres sont introduites dans le système de vide à l'aide de traversées de fibres optiques décrites en 22, qui ont toutes été testées indépendamment pour avoir un taux de fuite inférieur à notre limite de mesure de 1 \(\times 10^{-9}\) mbar.l/s.

Des lentilles à gradient d'indice à revêtement antireflet (GRIN) avec une distance focale de conception de 10 \(\hbox {mm}\) sont utilisées pour focaliser les sorties de fibre au centre du piège. Les fibres de distribution se trouvent dans une virole en céramique juste derrière les lentilles GRIN, avec une séparation fibre-lentille inférieure à 100 \(\upmu \hbox {m}\). Ces systèmes de livraison laser créent des faisceaux presque limités par la diffraction, avec une taille de faisceau mesurée \(w_0\) (\(1/e^2\) rayon) de 5,71(6) \(\upmu \hbox {m} \) et 5.43(2) \(\upmu \hbox {m}\) pour les 397 \(\hbox {nm}\) poutres, 9.82(7) \(\upmu \hbox {m}\) pour les 729 \(\hbox {nm}\) poutres et 11.1(1) \(\upmu \hbox {m}\) pour les 866 \(\hbox {nm}\) poutres. Comme indiqué ci-dessous, nous n'exploitons pas pleinement les petites tailles de faisceau, mais la bonne forme de mode et l'absence de halos de faisceau minimisent les comptes de fond dus à la diffusion des faisceaux sur les électrodes. Comme il sera montré plus tard, cela nous permet de mesurer la fluorescence de l'ion à travers la fibre multimode avec des rapports signal sur fond élevés sans aucun filtrage spatial. Notez que le faisceau 729 \(\hbox {nm}\) n'est pas utilisé dans ce travail, car le sondage de la transition d'horloge n'entre pas dans le cadre de cette enquête initiale.

Les faisceaux sont alignés sur le centre géométrique du piège RF lors de l'assemblage avec une combinaison d'un écran de diffusion placé entre les électrodes internes et une paire de microscopes utilisés pour observer les positions des faisceaux laser. L'alignement des ensembles de livraison a été réalisé à l'aide d'étapes de micro-positionnement en trois dimensions, et nous estimons avoir pu positionner le faisceau à moins de 5 \(\upmu \hbox {m}\) du centre géométrique du piège. Afin d'augmenter la robustesse contre le désalignement, les foyers du faisceau ont été positionnés de telle sorte que le rayon du faisceau (\(1/e^2\)) soit d'environ 25 \(\upmu \hbox {m}\) à la position attendue du ion. Une fois l'alignement optimisé, les lentilles ont été collées au corps principal du piège à l'aide d'époxy compatible UHV (EPO-TEK H21D). L'époxy a été durci à 80 \(^{\circ }\)C pendant au moins 4 heures, pendant lesquelles nous avons réinjecté manuellement les étapes de translation pour maintenir les faisceaux alignés. Après le processus de durcissement, les faisceaux restaient généralement alignés sur le centre du piège à moins de 10 \(\upmu \hbox {m}\). Nous attribuons les petits changements d'alignement aux contraintes accumulées dans l'époxy pendant le processus de durcissement.

Profil spectral de transition de refroidissement non saturé mesuré à 0,14 \(\upmu \hbox {W}\). La ligne continue orange est un ajustement lorentzien aux données désaccordées en rouge, montrant une largeur de raie ajustée proche de la largeur de raie naturelle de la transition de refroidissement 40Ca+. La ligne orange pointillée montre le taux de comptage mesuré sans ion dans le piège, c'est-à-dire le taux de comptage de diffusion de fond.

Pour caractériser le piège, nous utilisons une chambre à vide avec une fenêtre optique. Cela nous permet d'utiliser une caméra sCMOS (Andor Zyla) pour observer l'ion lors de la caractérisation, mais cela n'est pas nécessaire pour faire fonctionner le piège.

Le système a été pompé jusqu'à \(\lesssim\)10\(^{-10}\) \(\hbox {mbar}\) à l'aide d'une pompe combinée getter-ion (Saes NEXTorr D 100-5). Après l'étuvage et le pompage, les ions ont été piégés dans les deux premiers jours d'essai, car aucun alignement optique n'était nécessaire. La fluorescence atomique et ionique a pu être observée à travers la fibre multimode en utilisant un filtre passe-bande approprié devant le PMT.

Le piège est piloté à une fréquence de 13,7 \(\hbox {MHz}\) via un transformateur résonant. Les fréquences séculaires sont maintenues entre 0,6 \(\hbox {MHz}\) et 4,5 \(\hbox {MHz}\) dans le sens axial et entre 0,4 \(\hbox {MHz}\) et 2,0 \(\hbox { MHz}\) dans les directions radiales. En supposant que les valeurs a du piège sont négligeables (\(a_{x,y,z}\approx 0\)), les valeurs q sont comprises dans les plages \(q_{x,y} =\) 0,08–0,41 et \(q_z =\) 0,12–0,92.

L'excès de micromouvement dû aux champs parasites externes est compensé à l'aide d'une combinaison de la méthode de modulation de profondeur de piège et de la méthode de corrélation de photons23. De chargement en chargement, les valeurs de tension de compensation de micromouvement ne changent que de petites quantités (\(\lesssim\)5 %) et sont par ailleurs stables.

Contrairement à la durée de vie des ions attendue en heures, la durée de vie des ions dans ce piège est d'environ 10 minutes. Nous attribuons cela à une fuite virtuelle à l'intérieur de la structure de l'électrode. L'utilisation d'un époxy compatible UHV avec une viscosité plus élevée (par exemple EPO-TEK H21D) pourrait avoir réduit la probabilité de formation de poches de gaz entre les fibres MM et les électrodes RF en raison de l'action capillaire.

Avec micromouvement compensé, nous avons mesuré le profil spectral de transition de refroidissement. Ces mesures sont réalisées en balayant la fréquence du laser 397 \(\hbox {nm}\) à l'aide d'un modulateur acousto-optique tout en enregistrant les comptages PMT de fluorescence en sortie de la fibre multimode. La figure 3 montre un spectre pour une puissance laser de refroidissement de 0,14 \(\upmu \hbox {W}\). En ajustant une fonction lorentzienne aux données, nous pouvons extraire une demi-largeur à mi-hauteur (HWHM) de 11,1(2) \(\hbox {MHz}\) (la transition naturelle HWHM étant de 10,8 \(\hbox {MHz}\) 24). La répétition de cette mesure pour différentes puissances montre que la principale contribution à l'élargissement de la raie est l'élargissement de la puissance, le HWHM à puissance nulle convergeant vers la demi-largeur naturelle. Le rapport signal sur fond \(SBR = (SB)/B\) (où S est le taux de comptage au pic de la transition et B est le taux de comptage de fond mesuré sans ion) dépendra de la puissance du laser de refroidissement due à élargissement du pouvoir. Les meilleures valeurs ont été obtenues pour des puissances inférieures à 0,2 \(\upmu \hbox {W}\), où l'élargissement de puissance est négligeable, avec un SBR de l'ordre de 50. Pour les puissances de refroidissement typiques utilisées pour faire fonctionner le piège (entre 3 et 4 \(\upmu \hbox {W}\)), le SBR est de l'ordre de 10 à 20.

De plus, nous avons utilisé une série de mesures HWHM à différentes puissances laser pour estimer la position du faisceau laser de refroidissement par rapport à l'ion. L'intensité du laser à la position de l'ion peut être déduite de l'élargissement de puissance. En comparant cela avec la puissance laser réelle et la taille du faisceau à la position de l'ion, nous pouvons calculer où se trouve l'ion dans le profil gaussien du faisceau. La distance ion-centre du faisceau s'est avérée être de 10,8 (1,1) \(\upmu \hbox {m}\), l'incertitude étant dominée par la mesure de la puissance du laser à la position de l'ion. Avec une taille de faisceau de 25 \(\upmu \hbox {m}\), l'ion se trouve bien dans le faisceau laser de refroidissement.

Ensuite, nous caractérisons la fidélité de détection d'état dans le piège en préparant l'ion dans un état clair ou sombre, et en comparant les statistiques de comptage de photons mesurées avec le PMT. Un état brillant est obtenu en maintenant l'ion dans son cycle de refroidissement, c'est-à-dire en maintenant le laser de refroidissement allumé, ainsi que les repompers. Un état sombre est obtenu en éteignant les repompes, en plaçant l'ion dans les états D. En termes de détermination de la fidélité de lecture de l'état, cela équivaut à préparer l'ion dans l'état S1/2 (clair) ou D5/2 (sombre) (répliquant la mise en rayon qui se produira lors de l'interrogation d'horloge du 729 \(\hbox {nm}\) transition). La séquence de mesure peut être vue sur la Fig. 4b. Les photons arrivant au PMT sont comptés pendant une fenêtre temporelle de longueur \(\tau _\text {w}\) pour un ion sombre et un ion brillant. Les mesures sont répétées plusieurs fois et deux histogrammes sont obtenus. Un exemple de ceux-ci peut être vu sur la figure 4a.

Afin de déterminer l'état d'un ion, une valeur seuil \(n_{th}\) est définie (selon l'axe horizontal de la Fig. 4a), au-dessus de laquelle l'ion sera considéré comme brillant, et en dessous de laquelle l'ion sera être considéré comme sombre. Pour l'état clair, la fidélité de détection est donnée par :

avec \(h_{B,D}(n)\) étant les histogrammes clair et sombre en fonction du nombre de photons n. De même, la fidélité de détection pour l'état sombre est donnée par :

La fidélité de détection d'état est alors calculée comme la moyenne entre les deux, \(F=\frac{1}{2}\left( F_B+F_D \right)\).

(a) Mesure de détection d'état pour une fenêtre de mesure \(\tau _\text {w}\) = 600 \(\upmu \hbox {s}\). L'histogramme orange (bleu) correspond à un ion préparé à l'état sombre (brillant). Les lignes sont des ajustements de Poisson aux données, à titre de référence uniquement. (b) Séquence d'impulsions utilisée pour les mesures de détection d'état. Le laser de refroidissement est toujours allumé, tandis que les repompes sont allumées et éteintes périodiquement pour basculer l'ion entre les états sombre et clair. Les zones ombrées représentent le temps de la fenêtre de mesure pendant laquelle les comptages sont ajoutés aux histogrammes clairs et sombres. Il y a un délai de 100 \(\upmu\)s entre l'arrêt (marche) des repompes et la fenêtre de mesure, pour s'assurer que l'ion a été mis en veilleuse (désenchaîné).

La valeur \(n_{th}\) optimale dépend du temps de la fenêtre de détection, des puissances des lasers de refroidissement et de repompage et de leurs désaccords par rapport aux centres des lignes. Nous avons mesuré la fidélité de détection d'état pour une gamme de temps de fenêtre de détection et de puissances laser de refroidissement, et nous pouvons atteindre des fidélités de détection d'état supérieures à 99 % pour des périodes de détection aussi courtes que 600 \ (\ upmu \) s (exemple de la Fig. 4) . Les fidélités de détection d'état sont calculées directement à partir des données mesurées, sans correction de la fidélité de préparation de l'état fini, de la durée de vie de l'état fini ou de tout autre effet néfaste25, et nous n'avons fait aucune hypothèse sur la distribution statistique des histogrammes mesurés. En raison du faible écrêtage sur les électrodes, de la faible sensibilité du PMT à la lumière proche infrarouge et du filtre passe-bande, il n'y a pas de dispersion mesurable des lasers de repompage.

Mesure du taux de décroissance de la fluorescence à température ambiante pour une puissance laser de refroidissement de 1,6 \(\upmu \hbox {W}\). La ligne orange est un ajustement exponentiel aux données, à partir duquel une constante de temps de décroissance \(\tau _\Omega\) peut être extraite. Encart : séquence d'impulsions utilisée pour la mesure de \(\tau _\Omega\).

La stabilité du piège à ions intégré aux fibres contre les changements de température est un facteur important pour son utilisation en dehors des environnements de laboratoire de recherche. Afin de tester les effets des changements de température dans notre piège, nous mesurons le temps de pompage optique \(\tau _\Omega\) vers les états D (qui est directement lié à l'intensité du laser à la position de l'ion) tout en augmentant la température du piège. Pour ce faire, nous chauffons toute la chambre à vide à l'aide d'une ceinture chauffante résistive et laissons le système se thermaliser pendant quelques minutes. La température est mesurée à l'aide de trois capteurs de température PT100 montés à différents endroits directement sur la structure du piège (un sur chaque bloc portant les électrodes et un sur le support principal en cuivre).

Pour mesurer \(\tau _\Omega\) on commence par préparer l'ion à l'état S1/2, puis on allume le faisceau de refroidissement avec les repumpers éteints. La fluorescence sera observée jusqu'à ce que l'ion soit stocké dans l'état D3/2 ou D5/2. Au cours de nombreuses répétitions, une décroissance exponentielle de la fluorescence sera observée (voir Fig. 5). La constante de temps de cette décroissance est \(\tau _\Omega\), qui est directement liée à la fréquence de Rabi du faisceau de refroidissement26. Si le faisceau est mal aligné, l'ion sera exposé à une intensité lumineuse différente, ce qui entraînera à son tour une constante de temps différente \(\tau _\Omega\). L'encart de la Fig. 6 montre la dépendance de \(\tau _\Omega\) avec la puissance du faisceau de refroidissement. Afin d'avoir une sensibilité d'alignement élevée à la dépendance à la température, des mesures ont été prises en utilisant des puissances de refroidissement autour de 0,83(5) \(\upmu \hbox {W}\), évitant la saturation de la transition de refroidissement tout en ayant un taux de comptage acceptable sur le PMT. La figure 6 montre le \(\tau _\Omega\) mesuré pour une plage de températures entre 22 \(^{\circ }\)C et 53 \(^{\circ }\)C. La variation par rapport à la moyenne est cohérente avec les variations de puissance laser entre (et pendant) les différentes mesures, ce qui est la principale contribution à l'incertitude de ces mesures. Avec le centre du faisceau à 10,8 \(\upmu \hbox {m}\) de la position de l'ion, une largeur de faisceau de 25 \(\upmu \hbox {m}\) et une pente d'au moins 1,3 \(\ upmu\)s/\(\upmu\)W dans la section en surbrillance bleue du graphique en médaillon de la Fig. 6, et en supposant que le niveau de puissance optique est parfaitement stable, le décalage de la position du faisceau est inférieur à ±1 \( \upmu \hbox {m}\). Il s'agit d'une limite supérieure, et le décalage réel devrait être beaucoup plus faible, car la variation de \(\tau _\Omega\) est parfaitement cohérente avec la variation observée de la puissance laser (de l'ordre de 5 %). Cela suggère que la dilatation et la contraction thermiques ont un effet négligeable sur l'alignement du faisceau dans la plage de températures explorées.

Un autre problème potentiel avec les changements de température est un changement dans le micromouvement excessif de l'ion, causé par une géométrie changeante du piège lorsqu'il se dilate ou se contracte thermiquement. Les tensions de compensation des micromouvements se sont avérées rester constantes à moins de 3 % de la valeur moyenne pour toutes les températures testées, ce qui est compatible avec la variation observée entre les différents cycles de chargement du piège.

Constante de décroissance de la fluorescence en fonction de la température du piège. La ligne horizontale orange est la moyenne \(\tau _\Omega\) entre toutes les mesures. Les barres d'erreur horizontales représentent l'erreur statistique sur la lecture de la température à l'aide des trois capteurs thermiques différents. Les barres d'erreur verticales combinent l'erreur statistique dans l'ajustement pour \(\tau _\Omega\) et l'erreur dans la détermination de la puissance laser P multipliée par la pente de la courbe \(\tau _\Omega\) vs. P. Encart : constante de décroissance de la fluorescence en fonction de la puissance du laser mesurée à 22 \(^{\circ }\)C. La zone bleue ombragée indique la plage de puissance à laquelle les données de la figure principale ont été prises.

Enfin, nous testons la résilience aux vibrations mécaniques du piège à ions couplé à la fibre. Pour ce faire, nous attachons deux sources de vibrations différentes à la chambre à vide contenant le piège et évaluons ses performances. Le premier dispositif vibrant génère des vibrations à des fréquences autour de 34 Hz et le second dispositif à environ 300 Hz. La caméra sCMOS regardant l'ion est montée sur une table optique flottante, dans un cadre fixe. La chambre à vide repose sur la même table optique mais, afin de la maintenir mécaniquement isolée, elle est fixée de manière lâche au banc. Le résultat est un système où la chambre à vide et son contenu vibrent mais pas la caméra.

À partir des images de la caméra (voir Fig. 7), en supposant que le mouvement du piège à ions est sinusoïdal, les accélérations maximales apparentes peuvent être calculées pour chaque dispositif de vibration. Celles-ci représentent une limite inférieure à l'accélération maximale réelle ressentie par le piège, puisque la caméra sCMOS ne peut capturer le mouvement de l'ion que sur un plan bidimensionnel. Lors de l'utilisation du premier appareil à 34 Hz, l'accélération de pointe apparente est de 0,047(5) g. Pour le deuxième appareil fonctionnant à 300 Hz, l'accélération maximale apparente est de 1,09(18) g. Dans les deux cas, aucune différence significative n'est observée dans le taux de fluorescence de l'ion, les tensions de compensation des micromouvements, le profil spectroscopique de transition de refroidissement ou la constante de décroissance de la fluorescence \(\tau _\Omega\).

Afin de déterminer la sensibilité du déplacement aux vibrations, on utilise la fluorescence de l'ion atomique. Comme nous ne pouvons détecter aucun changement du niveau de fluorescence entre les situations avec et sans vibrations, nous supposons que le changement de fluorescence dû aux vibrations est inférieur à 10 % des variations observées dues aux fluctuations de puissance du laser. En analysant comment une oscillation sinusoïdale de la position de l'ion par rapport au faisceau laser influence le niveau de fluorescence moyen de l'ion, nous pouvons dériver une limite supérieure de l'amplitude de désalignement de 3,5 \(\upmu \hbox {m}\). Cependant, nous nous attendons à ce que l'amplitude réelle soit considérablement plus petite.

Comparaison d'image de caméra entre avoir la chambre à vide (a) au repos, (b) vibrant à 34 Hz avec une accélération maximale apparente de 0,047(5) g et (c) vibrant à 300 Hz avec une accélération maximale apparente de 1,09(18) g.

En conclusion, nous avons présenté un piège à ions simples compact, entièrement intégré à la fibre, où les fibres optiques à l'intérieur de la chambre à vide sont utilisées pour la livraison du faisceau ainsi que la collecte de fluorescence ionique. Les faisceaux de livraison sont focalisés sur la position attendue de l'ion lors de l'assemblage à l'aide de lentilles GRIN fixées de manière monolithique au corps du piège. Cela rend le système robuste contre les vibrations mécaniques et les variations thermiques, et élimine complètement le besoin de réalignement du faisceau au fil du temps. Les fibres de collection multimodes sont logées directement à l'intérieur des électrodes pièges, leur permettant de s'asseoir près de l'ion, garantissant ainsi une bonne capture d'angle solide et nous permettant de mesurer la fluorescence de l'ion avec des rapports signal sur fond élevés. Nous avons effectué une caractérisation de base du piège à ions, y compris des mesures de fidélité de détection d'état, et nous avons soumis le système à une gamme de températures et de conditions de vibrations mécaniques, ne montrant aucune détérioration de ses performances.

Nous pensons qu'il s'agit d'un pas en avant vers la miniaturisation des pièges à ions pour leur utilisation dans des systèmes intégrés compacts et robustes pour des applications en dehors du laboratoire de recherche, et plus particulièrement pour leur utilisation dans des horloges atomiques optiques portables. Enfin, alors que nous utilisons 40Ca + comme ion de choix, les principes de conception présentés ici peuvent être étendus à d'autres espèces en choisissant des fibres et des lentilles appropriées aux longueurs d'onde laser requises.

Les ensembles de données utilisés et/ou analysés au cours de la présente étude sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

Häffner, H., Roos, CF & Blatt, R. Calcul quantique avec ions piégés. Phys. Rep. 469, 155–203. https://doi.org/10.1016/j.physrep.2008.09.003 (2008).

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Bruzewicz, CD, Chiaverini, J., McConnell, R. & Sage, JM Calcul quantique à ions piégés : Progrès et défis. Appl. Phys. Rév. 6, 021314. https://doi.org/10.1063/1.5088164 (2019).