양자 센서 (Quantum Sensor) 편집하기 (부분)

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= 원자 및 인공원자를 사용한 양자 계측 (quantum metrology with atomic system) =

원자 및 인공원자를 이용한 양자 계측에서는 외부의 특정 자극에 대한 양자 물리계의 반응을 측정함으로써, 해당 물리계의 상태변화에 영향을 준 계측대상의 특성을 분석하는 양자 계측 방법이다. 기본적으로 원자 물리계의 초기 상태와 제어를 높은 충실도로 수행하는 것이 요구되며, 물리계의 최종 양자 상태 측정에는 양자 빛을 사용하는 양자 광학 계측과는 달리 여기서는 결맞은 고전빛(coherent classical light)을 주로 사용한다.

원자를 이용한 양자 계측은 크게 에너지 준위 등 양자화 된 물리량의 변화를 이용한 계측과 양자 결맞음을 바탕으로 양자 물리계의 양자 위상의 반응을 계측으로 나뉠 수 있다. 이러한 계측에 있어서 양자 얽힘 등의 비고전 원자상태를 이용하여 고전 계측보다 측정 민감도를 높일 수 있다.<ref name=Degen>C. L. Degen, F. Reinhard, P. Cappellaro, Quantum sensing, Reviews of Modern Physics, 89, 035002 (2017). doi:[https://doi.org/10.1103/RevModPhys.89.035002 10.1103/RevModPhys.89.035002].</ref> 측정에 사용되는 원자 상태는 대체적으로 큐비트와 같은 이준위 시스템 (two-level system)이 사용되며 기본적으로 앞서 양자 계측 파트에서 소개된 순서의 측정을 따른다. 측정 센서 원자계의 해밀토니안을 통해 다음과 같이 기술 할 수 있다.

\[H(t)= H_{0} + H_{V}(t) + H_{\text{control}}(t)\]

$$H_{0}$$는 원래 원자 시스템이 가지고 있는 해밀토니안이고 이는 알고 있다고 가정한다. $$H_{\text{control}}(t)$$는 원자의 양자 상태 조작을 위한 게이트에 해당하는 해밀토니안이다. 궁극적으로 계측하고자 하는 해밀토니안 $$H_{V}(t)$$을 통해 포텐셜 $$V(t)$$를 검출하는 것이 목표이다. 이를 도출하기 위한 일반화된 센싱 프로토콜은 아래와 같다.

1) 원자 센서의 양자 상태를 $$\left| \left.  0 \right\rangle \right. $$으로 초기화한다.

2) 해밀토니안 조작을 통해 $$H_{\text{control}}\left( t_{0} \right)$$을 적절한 시간동안 원자 시스템에 주입시켜, 시간 변화 유니타리 연산(unitary operatioin)을 통해 원하는 양자 상태로 준비한다. 즉, $$\left| \left.  \psi_{0} \right\rangle \right.= U(t_0)\left| \left.  0 \right\rangle \right. .$$

3) 원자 센서를 특정 시간 $$t$$동안 측정하도록 킨다. 이에 따라 센싱 해밀토니안 $$H_{V}(t)$$에 의한 시간 변화 유니타리 연산이 수행되며 원자의 상태는 $$\left| \left.  \psi(t) \right\rangle \right.= c_{0}\left| \left.  \psi_{0} \right\rangle \right.  + c_{1}\left| \left.  \psi_{1} \right\rangle \right. $$ 이 된다.

4) 2)번에서 수행한 유니타리 연산($$U(t_0)$$)을 역으로 되돌려, 즉 $$\left| 0 \right\rangle= U^{\dagger}(t)\left| \psi_{0} \right\rangle$$ 그리고 $$\left| 1 \right\rangle =U^{\dagger}(t)\left| \psi_{1} \right\rangle$$로 되돌려준다. 그러면, $$U^{\dagger}(t)\left| \left.  \psi(t) \right\rangle \right.= c_{0}^{'}\left| \left.  0 \right\rangle \right.  + c_{1}^{'}\left| \left.  1 \right\rangle \right. $$ 상태가 된다.

5) 측정기저 $$\left| 0 \right\rangle$$또는 $$\left| 1 \right\rangle$$로 측정을 수행하고 기저에 따른 확률 기대값 결과를 기록한다.

6) 1)~5)을 ''N''번 반복하여 베르누이 과정을 통해 외부 물리량 변화에 따른 $$\left| 0 \right\rangle$$ 에서 $$\left| 1 \right\rangle$$ 로의 전이 확률을 추정할 수 있다.

7) 센싱 시간을 바꿔감에 따라 1)~6)을 반복하고, 시간에 따른 전이 확률 변화를 통해 원하는 신호를 추론할 수 있다.

== 에너지 준위 변화를 이용한 양자 계측 ==

측정 센서로 사용되는 이준위 원자 시스템(two-level atomic system)의 경우 자기장, 전기장, 압력, 온도 등과 같은 외부 환경의 물리량의 변화 따라 원자 시스템 에너지 준위가 변화하게 된다. 원자 시스템에서는 두 에너지 준위 차이에 해당하는 공명 주파수의 전자기파 신호를 주입시켜 라비 진동(Rabi oscillation)을 유도하여 큐비트 상태를 제어하는데, 공명 주파수를 정확하게 측정하기 위하여서 원자 시스템에 따라 광측정<ref>P. Delaney, J. C. Greer, &amp; J. A. Larsson, Spin-polarization mechanisms of the nitrogen-vacancy center in diamond, Nano Letters, 10, 610 (2010). doi:[https://doi.org/10.1021/nl903646p 10.1021/nl903646p].</ref>이나 유도계수(inductance)측정<ref name=Romani>G. L. Romani, S. J. Williamson &amp; L. Kaufman, Biomagnetic instrumentation, Review of Scientific Instruments, 53,1815 (1982). doi:[https://doi.org/10.1063/1.1136907 10.1063/1.1136907].</ref>이 사용된다. 이러한 측정 방법들을 이용하면 외부 환경에 의한 공명 주파수 값의 변화를 광측정이나 유도계수 측정을 통하여 알아낼 수 있다. 예를 들어서 광측정 자기공명 측정방법의 경우 외부 자기장에 의해 발생되는 제이만 효과(Zeeman effect)는 원자 시스템의 공명 주파수를 변화시키고, 입력 전자기파 신호에 의해 원자가 방출하는 광량의 변화를 측정함으로 원자 에너지 준위의 변화를 측정할 수 있다. 고체 시스템 원자 센서를 이용한 측정의 경우 원자의 스핀 방향이 고정되어 있어 측정되는 물리량은 원자 스핀 방향에 투영된 값만큼만 반응하게 된다. 이러한 성질을 이용하여 고체 격자 내에 여러 스핀 방향을 가지는 원자 시스템의 경우 측정하는 물리량의 삼차원 벡터 성분을 재건시킬 수 있다<ref name=Maertz1>B. J. Maertz1 ''et al.'', Vector magnetic field microscopy using nitrogen vacancy centers in diamond, Applied Physics Letters 96, 092504 (2010). doi:[https://doi.org/10.1063/1.3337096 10.1063/1.3337096].</ref>. 에너지 준위 변화를 이용한 양자 계측은 시간에 따라 변하는 물리량도 측정이 가능하나, 시간에 대해 고정되어있는 물리량을 측정하기에 더 유리하고, 측정 프로토콜이 양자 위상을 이용한 계측보다 간단(robust)하다는 장점이 있다. 하지만 대체적으로 양자 위상을 이용한 방법보다 측정이 정교하지 못하고, 그로 인해 측정 민감도가 떨어진다는 단점이 있다<ref name=Barry>J. F. Barry ''et al.'', Sensitivity optimization for NV-diamond magnetometry, Reviews of Modern Physics 92, 015004 (2020). doi:[https://doi.org/10.1103/RevModPhys.92.015004 10.1103/RevModPhys.92.015004].</ref>.

== 양자 위상(quantum phase)을 이용한 양자계측 ==

===직류(DC) 성분의 양자계측===
시간에 따라 변화하지 않는 물리량 계측의 경우 직류 성분의 양자 위상 계측 방법을 사용한다. 대표적으로 람지 간섭계(Ramsey interferometry)<ref name=Ramsey> N. F. Ramsey, A molecular beam resonance method with separated oscillating fields, Physical Review 78, 695 (1950). doi:[https://doi.org/10.1103/PhysRev.78.695 10.1103/PhysRev.78.695].</ref>를 사용하는데, 원자 센서의 양자 상태를 중첩 상태(superposition state)로 준비하고 외부 물리량에 따라 이 준위에서 각각 축적되는 양자 위상 간 간섭을 측정함으로 물리량의 값을 추정 할 수 있다. 좀 더 자세한 람지 측정은 다음과 같은 프로토콜을 따른다. 1) 먼저 원자의 양자 상태를 초기화 한다. 2) 라비 진동(Rabi oscillation)을 통해 얻게 되는 $$\frac{\pi}{2}$$[[게이트]]를 가해서 원자 상태를 이 준위간 양자 중첩 상태로 준비한다. 이때 원자의 이 준위간 고유 공진 주파수를 $$\omega_{0}$$ 이라고 했을 때 라비 진동을 공진 주파수가 아닌 $$\Delta=\omega - \omega_{0}$$ 만큼 디튠(detune)된 $$\omega$$ 로 발생시킨다. 3) 양자 위상 측정 시간인 ''t''초 동안 원자가 자유 세차(free precession)를 한다. 4) 다시 디튠된 라비 진동을 이용하여 $$\frac{\pi}{2}$$게이트를 가한다. 5) 마지막으로 각각의 준위에 대한 확률 기대값을 측정한다. 이 때 초기화된 $$\left| 0 \right\rangle$$에서 $$\left| 1 \right\rangle$$ 상태로의 전이 확률은 $$p= \frac{1}{2}\left\lbrack 1 - \cos\left( \Delta t \right) \right\rbrack$$이다. 외부 물리량의 측정은 자유 세차하는 시간 동안 물리량 해밀토니안 $$H_{V}$$를 가해주는 시간 $$t$$를 변화시켜가면서 반복 측정하여 전이 확률 변화를 통해 알 수 있게 된다. 아래의 그림은 외부 물리량 포텐셜 변화에 따른 전이 확률 변화 관계의 예시이다. 확률 변화가 가장 크게 일어나는 곳은 전이 확률이 0.5일 때 이므로 자유 세차 시간 $$t$$를 이 때로 기준 잡아 전이 확률의 변화량을 측정함으로써 포텐셜의 변화량을 측정할 수 있으며, 이 경우를 경사 측정(slope measure)이라 한다. 다음은 포텐셜 변화량 $$\delta V$$에 따른 전이 확률 변화 $$\delta p$$에 대한 식이다. $$\gamma$$는 원자의 자기회전비율(gyromagnetic ratio)을 뜻한다.

\[\delta p= - \frac{1}{2}\cos\left( \Delta t + \text{γδ}\text{Vt} \right) \sim \frac{1}{2}\text{γδ}\text{Vt}\]

람지 측정은 주로 시간에 대해 고정되어 있거나 시간에 따른 변화가 매우 느린 물리량을 측정하는데 사용이 되나, 시간 따라 변하는 포텐셜의 크기도 대략적으로 구할 수 있다. 시간에 따라 주기적으로 또는 랜덤하게 변하여 변화량의 평균이 0이 되면 경사 측정으로는 구별할 수 없다. 이 경우에는 분산 측정을 이용해야 한다. 분산 측정의 경우 기울기가 0에 가까운 점에서 평균값을 구하게 된며, 이때 전이 확률의 차이는 0이 되지 않는다. 또한 전이 확률은 0 근처에서 포텐셜의 제곱에 비례하므로, $$\left\langle \delta V^{2} \right\rangle= V_{\text{rms}}^{2}$$ <ref name=Meriles>C. A. Meriles ''et al.'', Imaging mesoscopic nuclear spin noise with a diamond magnetometer, The Journal of Chemical Physics, 133, 124105 (2010). doi:[https://doi.org/10.1063/1.3483676 10.1063/1.3483676].</ref>를 이용하면 전이 확률이 0인 점을 기준으로 $$V_{\text{rms}}$$를 얻을 수 있다.

\[\delta p= \left\langle \frac{1}{2}\left( 1 - \cos\left( \Delta t + \gamma\delta Vt \right) \right) \right\rangle \sim \frac{1}{4}\gamma^{2}V_{\text{rms}}^{2}t^{2}\]

[[File:기술백서 전체수정_26.jpg|thumb|500px|외부 포텐셜과 전이 확률의 모식도. 빨간색 점은 전이 확률 0.5에서 경사 측정시 $$\text{δp}$$의 값을 보여주며 파란색 점은 전이 확률 0에서 분산 측정시 $$\text{δp}$$의 값을 보여준다. 참고문헌 <ref name=Degen>Degen, C. L., Reinhard, F., Cappellaro, P. (2017), “Quantum sensing”, ''Reviews of Modern Physics'', 89(3) : 035002.</ref>의 그림을 재구성함.|center]]

===교류(AC) 성분의 양자계측===

시간에 의존적인 물리량 측정, 주로 주기적으로 진동하는 물리량의 측정은 람지 측정에서 보정된 펄스 시퀀스를 이용하여 할 수 있다. 측정하고자 하는 외부 물리량의 신호가 아래와 같이 $$f_{ac}$$의 주파수로 진동하는 신호라 가정자. 이러한 경우 원자에 축적되는 양자 위상값 $$\phi$$는 아래와 같이 표현될 수 있다. $$V_{\text{pk}}$$는 신호의 크기를 뜻한다.

\[V\left( t^{'} \right)= V_{\text{pk}}\cos\left( 2\pi f_{\text{ac}}t^{'} + \phi_{0} \right)\]

\[ \phi= \int_{0}^{t}{\gamma V(t')dt'} \]

[[람지 측정]]에서 외부 물리량이 느리게 변하는 경우에 람지 간섭에 의한 양자 위상 정보가 남아 있을 수 있다. 하지만 빠르게 변하는 물리량 신호의 경우에는 위상 정보의 평균값은 상쇄 간섭에 의해 0에 가까워진다. 또는 측정시간 $$t$$동안 외부 물리량의 진동이 주기의 정수배 만큼 발생하면, 원자에 축적된 위상은 0이 된다. 이를 보완하기 위하여 람지 측정 도중에 $$\pi$$펄스파를 두 $$\frac{2}{\pi}$$ 중간에 입력하는 펄스 스퀀스(pulse sequence)를 사용하는데, 특별히 $$\pi$$펄스파를 측정 시간의 정중앙, 즉 시간 t/2에 입력하는 방법을 스핀 에코 시퀀스(spin echo sequence)라 하며, 이 경우에 축적되는 양자 위상은 $$\phi= \frac{2}{\pi}\gamma V_{\text{pk}}t\cos\phi_{0}$$ 이다. 에코 시퀀스를 이용하면 진동하는 외부 물리량 신호의 주기가 총 측정하는 시간과 일치하더라도 축적되는 위상이 상쇄되어 그 평균값이 0이 되는 것이 아니라 외부 물리량 크기에 해당하는 위상만큼이 축적된다. 이 신호는 총 측정 시간 $$t$$를 변화시켜 가며 [[결맞음 시간]](coherence time) 측정을 통해 측정이 가능하며, $$t$$가 $$\frac{2\pi}{f_{ac}}(2k+1)$$,($$k$$ = 정수)일때 위상이 축적되어 결맞음이 깨지는 것 처럼 보이는 dip 신호가 발생하게 된다. 이러한 dip 신호가 발생하는 위치를 알면 외부 신호의 주파수를 측정할 수 있고, 앞서 람지 측정과 비슷하게, 시퀀스 시간을 dip 신호가 발생하는 시간으로 고정 한 후 dip 신호의 형태의 변화를 측정함으로서 외부 물리량 포텐셜 세기의 변화도 추정 할 수 있다.

여기서 확장하여 다중 $$\pi$$펄스를 이용하면 측정하고자 하는 물리량에 대한 더 정확한 정보를 알아낼 수 있다. 이는 다중 펄스를 사용한 시퀀스가 주파수 도메인(frequency domain)에서 더 좁은 주파수 필터(narrow frequency band pass filter)처럼 작용하기 때문이다. 다중 $$\pi$$펄스를 이용했을 때 축적되는 위상은 다음과 같이 표현할 수 있다. 이 때 $$W$$는 펄스의 배치에 따라 바뀌는 가중치함수이다.

\[\phi= \gamma V_{\text{pk}}tW(f_{\text{ac}},\phi_{0})\]

다중 펄스 시퀀스의 대표적인 예는 CP(Carr-Purcell)학습과 PDD(Periodic Dynamic Decoupling)이다. CP학습은 $$t_{k}= \frac{2k - 1}{2}$$,($$k$$=자연수)에 $$\pi$$펄스파를 두는 방법이고 PDD 방식은 $$t_{k} = k \tau$$,($$k$$=자연수)에 $$\pi$$펄스파를 두는 방법이다. 이 두가지 방법을 통하여 전체적인 원자 시스템의 결맞음 시간을 향상 시킬 수 있기 때문에 향상된 분해능의 신호 주파수 측정과 더 높은 민감도의 신호 세기 측정이 가능하다.

[[File:기술백서 전체수정_28.jpg|thumb|500px|(a) 람지 측정의 펄스 시퀀스, (b) 스핀 에코의 펄스 시퀀스, (c) CP학습의 펄스 시퀀스, (d) PDD의 펄스 시퀀스. 참고문헌 <ref name=Degen>Degen, C. L., Reinhard, F., Cappellaro, P. (2017), “Quantum sensing”, ''Reviews of Modern Physics'', 89(3) : 035002.</ref>의 그림을 재구성함.|center]]

== 측정 잡음 (Noise) ==

측정 값에는 항상 잡음이 발생할 수 있기 때문에, 어떤 종류의 잡음들이 시스템에서 발생할 수 있는지 아는 것은 중요하다. 또한 궁극적으로 잡음 정보를 통해 SNR (Signal-to-Noise Ratio)과 이를 통해 시스템의 민감도를 정량적으로 표현하는 최소 측정 가능한 신호를 구할 수 있다. 다음은 위에서 소개한 측정 방법에서 발생할 수 있는 네 가지 대표적인 잡음 발생 요인들이다.

- 양자 투영 잡음(quantum projection noise). 양자 시스템의 전이 확률을 측정할 때는 보통 $$N$$번 반복 측정 결과에 대한 통계를 낸다. 이때 통계를 내는 과정에서 표본 개수 $$N$$이 유한하기 때문에 통계적 요동(statistical fluctuation)이 발생하고 이는 측정 값에 잡음으로 나타난다. 이항 분포를 따르고, 이때 분산 $$\sigma^{2}= \frac{1}{N}p(1 - p)$$ 만큼의 통계적인 노이즈가 발생한다. 예를 들어 람지 선형 측정에서는 $$p =0.5$$이기에 $$\sigma^{2}= \frac{1}{4N}$$ 만큼의 노이즈가 발생한다.

- 측정 시간 동안 발생하는 [[결어긋남(decoherence)]]. 원자 시스템에 작용하는, 측정하고자 하는 물리량 이외에서 발생하는 외부 환경 노이즈에 의한 결어긋남은 무작위로 위상과 상태를 변화시킴으로써 잡음이 생성된다. 따라서 이전에 측정했던 전이 시간 차이가 시간에 따라 지수적으로 감소한다. $$e^{- \chi(t)}$$는 시간에 따라 감소하는 결맞음 함수(coherence function)를 의미한다.

\[\delta p_{\text{obs}}= \delta p(t)e^{- \chi(t)}\]

- [[큐비트]] 조작 잡음. 완벽한 양자 상태 초기화와 큐비트 조작이 어렵기 때문에 발생할 수 있는 잡음이다. 하지만 결어긋남과는 다르게 측정시간에는 무관하다는 특징을 가진다. $$\beta$$는 조작 오류율(error rate)을 뜻한다.

\[\delta p_{\text{obs}}= \beta\delta p\]

- 고전 측정 잡음(classical readout noise). 마지막으로 고전 측정 잡음은 측정 검출기(detector)에서 발생하는 잡음이다. 양자 투영 잡음과 비교하여 잡음 크기가 더 작은지 큰지에 따라 크게 단일샷 측정과 평균값 측정 경우로 나뉜다.<ref name=Degen>Degen, C. L., Reinhard, F., Cappellaro, P. (2017), “Quantum sensing”, ''Reviews of Modern Physics'', 89(3) : 035002.</ref> 단일샷 측정의 경우 검출시 발생하는 고전 잡음이 투영 잡음보다 작을 경우에 해당한다. 측정되는 두 값이 구분될 수 있을 만큼 각각 몰려 있어 기준 값을 잡아 결과값을 구분 지을 수 있다. 하지만 이상적인 경우와 비교했을 때 여전히 측정 분포에서 겹치는 부분이 생길 수 있어 이에 따른 잡음이 발생한다. 평균값 측정의 경우 검출시 발생하는 고전 잡음이 투영 잡음보다 큰 경우에 해당한다. 측정되는 두 값이 구분되지 않으며, 두 값의 평균값으로만 측정된다. 즉 이 준위 각각에서 측정된 확률을 구별할 수 없기 때문에 평균값의 위치로만 상대적인 확률값을 알 수 있고, 이 때 오류율은 측정 히스토그램의 표준편차에 해당한다. 대게 고전 측정 잡음이 전체 측정 잡음의 대부분을 차지한다.

[[File:기술백서 전체수정_27.jpg|thumb|400px|(a) 이상적인 측정인 경우 두 값만이 히스토그램에 나타난다. (b) 싱글샷을 사용하는 경우 기준값 부근에 겹치는 영역이 노이즈가 된다. (c) 첨두치가 하나가 나오는 경우 평균측정법을 이용해 전이확률을 구한다. 참고문헌 <ref name=Degen>Degen, C. L., Reinhard, F., Cappellaro, P. (2017), “Quantum sensing”, ''Reviews of Modern Physics'', 89(3) : 035002.</ref>의 그림을 재구성함.|center]]

== 민감도 (Sensitivity) ==

특정 신호 대 잡음비(signal-to-noise ratio$$\equiv$$SNR) 을 갖는 출력 신호를 생성하는데 필요한 최소 입력 신호의 크기를 의미한다. 이때 SNR는 아래와 같이 정의되며 잡음 파트에서 얻었던 값을 대입해보면 다음과 같다. $$C$$는 신호의 콘트라스트(contrast)를 의미하고, $$N$$은 측정 횟수를 의미한다.

\[SNR= \frac{\delta p_{\text{obs}}}{\sigma} =\delta p(t)e^{- \chi(t)}2C\sqrt{N}\]

[[람지 측정]]의 예를 들어보면 $$\delta p= \left( \gamma\text{δV}_{\text{rms}} \right)^{q}$$이며 $$q$$값은 경사 측정, 분산 측정에 따라서 달라진다. 또한 측정 횟수를 의미하는 $$N$$은 전체 시간 $$T$$에서 측정($$t$$)과 준비($$t_{m}$$)를 포함한 시간으로 나눈 것이므로 $$\frac{T}{t + t_{m}}$$과 같다. 이를 종합하면 아래와 같다.

\[SNR= \left( \text{γtδV} \right)^{q}e^{- \chi(t)}2C\sqrt{\frac{T}{t + t_{m}}}\]

$$ T= 1$$초 동안 단위 SNR에서 최소 측정 가능한 입력 자기장 신호는 아래와 같이 기술된다.

\[V_{\min}^{q} \propto \frac{e^{\chi(t)}\sqrt{t + t_{m}}}{2C(t)\gamma^{q}t^{q}}\]

이 결과를 통해 민감도가 좋은 원자 센서는 다음 조건을 만족해야 함을 알 수 있다. 측정 시간은 길수록 좋지만 $$e^{\chi(t)}$$커지므로 결맞음을 잃지 않는 시간 내에서의 측정이 필요하다. 둘째, 측정 효율 $$C(t)$$은 측정 시간($$t$$)과 연관되며 측정 효율에 따라 최적의 측정시간을 정할 수 있다. 마지막으로 측정 효율은 실험을 최적화하거나 다양한 펄스를 사용한 양자 측정 방식에 따라 증가될 수 있다.

== 점결함을 이용한 양자 계측의 예시 ==

여러 원자 및 인공원자 시스템 중에서도 고체 내에 있는 점결함(solid-state point defect) 인공원자를 이용한 양자 계측은 고체 시스템 특성상 측정하고자 하는 표적계에 매우 가까이(수 나노미터)에서 표준 온도 압력상에서 측정이 가능하다는 장점을 가지고 있다. 특히 다이아몬드 내 NV센터(nitrogen-vacancy color center)를 이용한 양자 계측 연구가 활발하게 진행중이며, 이를 이용하여서 높은 민감도의 외부 자기장<ref name=Taylor>J. M. Taylor ''et al.'',High-sensitivity diamond magnetometer with nanoscale resolution, Nature Physics, 4, 810 (2008). doi:[https://doi.org/10.1038/nphys1075 10.1038/nphys1075].</ref>, 전기장<ref name=Dolde>F. Dolde ''et al.'', Electric-field sensing using single diamond spins, Nature Physics, 7, 459 (2011). doi:[https://doi.org/10.1038/nphys1969 10.1038/nphys1969].</ref>, 온도, 압력 측정까지 다양한 물리량을 측정할 수 있다. NV센터는 표준 온도와 압력에서 (i)532nm 레이저를 통해 스핀 바닥 상태(spin ground state)로 초기화 시킬 수 있고, (ii) ~3GHz 대역의 전자기파를 이용하여서 쉽게 양자 상태를 제어할 수 있으며, (iii)상태에 따라 532nm로 들뜨게 하였을 경우 다시 바닥 상태로 돌아올 때 방출되는 637nm 광량의 차이를 측정함으로 양자 상태를 측정할 수 있다.<ref name=Barry></ref> 이를 이용하여서 스커미온(Skyermion)과 같은 고체 물리 시스템의 스핀 패턴 이해<ref name=Dovzhenko> Y. Dovzhenko ''et al.'', Magnetostatic twists in room-temperature skyrmions explored by nitrogen-vacancy center spin texture reconstruction, Nature Communications 9, 2712 (2018). doi:[https://doi.org/10.1038/s41467-018-05158-9 10.1038/s41467-018-05158-9].</ref>, 그래핀에서의 전자의 흐름에 대한 직접적인 측정<ref name=Ku> M. J. Ku, Imaging viscous flow of the Dirac fluid in graphene, Nature 583, 537 (2020). doi:[https://doi.org/10.1038/s41586-020-2507-2 10.1038/s41586-020-2507-2].</ref> 등과 같은 여러가지 고체 시스템을 이해하기 위한 측정에 응용되고 있다. 심지어 최근에는 NV센터를 이용하여 암흑물질을 측정하려는 시도도 진행되고 있다.<ref name=Rajendran>S. Rajendran, N. Zobrist, A. O. Sushkov, R. L. Walsworth, &amp; M. D. Lukin, A method for directional detection of dark matter using spectroscopy of crystal defects, Physical Review D 96, 035009 (2017). doi:[https://doi.org/10.1103/PhysRevD.96.035009 10.1103/PhysRevD.96.035009].</ref> 가장 활용성이 높을 것으로 기대되는 분야는 NV센터를 이용한 나노단위 핵자기공명(nano-scale nuclear magnetic resonance) 분야이다. 기존의 핵자기공명보다 훨씬 적은 양의 측정샘플로도 신호를 포착할 수 있고, ~수 테슬라 정도의 적은 자기장에서도 핵 구조를 알 수 있는 화학 이동(chemical shift)이 관측이 가능하며, 무엇보다도 샘플 매우 가까이에서 측정이 가능하기 때문에 높은 민감도를 가지고 있다. 최근 양자 메모리<ref name=Zaiser>S. Zaiser ''et al.'', Enhancing quantum sensing sensitivity by a quantum memory, Nature Communications 7, 12279 (2016). doi:[https://doi.org/10.1038/ncomms12279 10.1038/ncomms12279].</ref> 를 이용하거나, 측정 동기화 방식(synchronized readout)<ref name=Glenn>D. R. Glenn, D. B. Bucher, J. Lee, M. D. Lukin, H. Park &amp; R. L. Walsworth, High-resolution magnetic resonance spectroscopy using a solid-state spin sensor, Nature, 555, 351 (2018). doi:[https://doi.org/10.1038/nature25781 10.1038/nature25781].</ref>을 도입하여 핵자기공명 신호 주파수 해상도를 비약적으로 발전시킨 결과가 보고되었으며, 이를 통하여서 하나의 분자와 같은 매우 작은 샘플 크기에서의 핵자기공명 신호를 측정하여 핵구조를 연구하고자 하는 시도가 진행되고 있다. 더 나아가 다이아몬드를 세포 내에 주입시킬 수 있을 정도로 작게 만든 나노 다이아몬드(nano diamond)를 이용하여서 온도에 따른 세포분열에 대한 연구<ref name=Choi>J. Choi ''et al.'', Probing and manipulating embryogenesis via nanoscale thermometry and temperature control, PNAS 117, 14636 (2020). doi:[https://doi.org/10.1073/pnas.1922730117 10.1073/pnas.1922730117].</ref> 와 같은 생체 내(in vivo)에서 여러가지 물리량을 측정함과 동시에 생물학적 특성의 변화에 대한 연구도 활발하게 진행되고 있다.

[[File:기술백서 전체수정_106.jpg|thumb|400px|(a) 다이아몬드 내 단일 NV센터 색중심과 표면 핵 스핀 샘플에서 발생하는 자기장 측정 모식도 (b) π 펄스가 반복되는 동적 디커플링 스퀀스를 사용하여 핵 스핀 샘플에섭 발생하는 교류 자기장을 측정할 수 있다. π 펄스의 위상을 X,Y로 바꿔주는 XY 스퀀스와 같은 위상이 반복되는 CPMG 시퀀스가 주로 사용된다. (c) 초록색 파동은 외부 교류 자기장을 의미하며 π 펄스 시간 간격이 τ = (2n + 1)Tac/2 조건을 만족했을 때 스핀의 결맞음이 깨어지는 신호가 관측 가능함.|center]]

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