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고온의 원자 빔을 저온의 원자 빔으로 냉각하는 장치로 고 진공 챔버에서 저온의 원자를 포획하는데 사용된다. 원자가 통과하는 원통에 잘 디자인된 자기장을 걸어주고(일반적으로 다양한 밀도로 코일을 감아서 완성한다.) 원자 빔의 반대 방향으로 냉각 레이저를 조사함으로 완성된다. 자기장에 따라 일차 지만 효과에 의해 원자의 에너지 레벨의 간격이 변하게 되고, 냉각 레이저와 공명 에너지의 주파수 차이, 도플러 효과에 의해 고온의 원자 빔이 저온으로 냉각되게 된다 (그림 2.3-3 참조). | 고온의 원자 빔을 저온의 원자 빔으로 냉각하는 장치로 고 진공 챔버에서 저온의 원자를 포획하는데 사용된다. 원자가 통과하는 원통에 잘 디자인된 자기장을 걸어주고(일반적으로 다양한 밀도로 코일을 감아서 완성한다.) 원자 빔의 반대 방향으로 냉각 레이저를 조사함으로 완성된다. 자기장에 따라 일차 지만 효과에 의해 원자의 에너지 레벨의 간격이 변하게 되고, 냉각 레이저와 공명 에너지의 주파수 차이, 도플러 효과에 의해 고온의 원자 빔이 저온으로 냉각되게 된다 (그림 2.3-3 참조). | ||
2021년 8월 20일 (금) 23:54 판
<양자 기술백서 |
┗<초전도 큐비트 (Superconducting Qubit)|이온 트랩 (Ion Trap)>
보즈-아인슈타인 응축 (Bose-Einstein Condensates, BEC)
보손 입자는 주어진 상황에서 동일한 상태에 머물 수 있고, 이러한 보손 입자의 에너지를 낮추어 모두 동일한 기저상태를 공유하는 상태를 보즈-아인슈타인 응축이라고 한다. 일반적으로 보손 입자들을 포획 우물에 가둔 후 절대 영도에 가까운 온도로 냉각, 포획 우물의 바닥 상태에 있게 하여 만들 수 있다. 1924-1925년 보즈와 아인슈타인의 논문에 처음 예측이 되었고, 1995년 JILA에서 코넬과 와인먼, 동료 연구원들에 의해 처음 실험적으로 구현이 되었고(Anderson, 1995)[2], 4개월 후 MIT에서 독립적으로 보즈-아인슈타인 응축을 만든 케털리(Davis, 1995)[3]와 함께 2001년 노벨 물리학상을 수상하였다.
원자 선택
보즈-아인슈타인 응축이 가능한 원자는 총 스핀이 정수인 보손 입자여야 가능하고, 증발냉각을 위해서는 충돌 계수가 양수인 원자가 적합하다. 예를 들어 보즈 아인슈타인 응축에 주로 사용되는 루비듐 원자의 경우 원자량이 87인 원자는 충돌 계수가 양수여서 원자 간 충돌 이후에 가열된 원자들을 제거하면 남아 있는 원자들로 보즈-아인슈타인 응축을 만들 수 있으나, 원자량이 85인 원자는 음수의 충돌 계수를 가지고 있어서 자기장으로 충돌계수를 조정하지 않고 증발 냉각을 시도할 경우 원자계의 상태가 불안정해지며 응축상태를 형성하지 못하고 붕괴된다.
광-자기 포획 (Magneto Optical Trap)
광자기 포획(Magneto-optical trap, MOT)은 레이저 냉각을 이용하여 온도가 수 마이크로 켈빈인 중성 원자 샘플을 얻을 수 있는 방법이다. 반-헬름홀츠 코일(Anti-Helmholtz coil)을 이용하여 위치에 따라 다른 세기의 자기장을 생성한다. 이는 원자의 지만 에너지가 위치에 따라 달라, 동일한 주파수의 냉각 레이저에 대해 다른 흡수율을 갖게 된다. 이는 도플러 효과와 함께 위치에 따라 다른 속도의 원자를 냉각하게 되고, 특히 자기장이 0인 중심 부근에서 가장 낮은 온도의 원자를 포획, 냉각하게 된다. 광자기 포획을 이용하여 낮출 수 있는 온도의 한계를 도플러 한계(Doppler Limit)이라고 하며 원자의 natural linewidth의 절반에 해당하는 에너지가 그 한계이다.
원자 밀도 증가를 위한 시스템
보즈 아인슈타인 응축은 포획 우물의 기저 준위 상태, 절대 0도에 가까운 낮은 온도이므로 외부 기체와 충돌이 있게 되면 온도가 올라가면서 응축 상태가 깨어지게 된다. 반면에, 충분한 증발 냉각을 위해서는 많은 수의 초기 원자가 필요하다. 이를 위해 두 가지 방법이 주로 사용되고 있다. 하나는 이중 챔버 시스템(Double chamber)이고, 다른 하나는 Zeeman Slower이다.
이중 챔버 (Double Chamber) 시스템
혹은 이중 광자기 포획(Double MOT) 시스템이라고 한다. 다른 진공도를 갖는 두 개의 진공 챔버를 연결하여 제작한다 (그림 2.3-2 참조). 낮은 진공도에서는 많은 수의 원자를 광자기 포획을 이용하여 포획, 냉각을 하고, 고 진공의 챔버에서는 낮은 진공에서 포획한 차가운 원자를 이동, 재 포획한 후 보즈-아인슈타인 응축을 제작한다. 일차 광자기 포획에서 고 진공 챔버로 보내는 방법으로는 공명 레이저를 이용하여 원자에 운동량을 주어 보내는 방법, 광학 트위저를 이용하여 보내는 방법, 자기장 코일을 움직이거나 순차적으로 작동하여 원자를 보내는 방법 등이 사용된다. 일차 포획용 챔버에는 낮은 용량의 진공펌프를 사용하고, 이차 포획용 챔버에는 높은 용량의 진공펌프를 연결하고, 두 챔버는 가는 관으로 연결하여 서로 다른 진공도를 유지할 수 있게 된다.
지만 감속기 (Zeeman Slower, Zeeman Decelerator)
고온의 원자 빔을 저온의 원자 빔으로 냉각하는 장치로 고 진공 챔버에서 저온의 원자를 포획하는데 사용된다. 원자가 통과하는 원통에 잘 디자인된 자기장을 걸어주고(일반적으로 다양한 밀도로 코일을 감아서 완성한다.) 원자 빔의 반대 방향으로 냉각 레이저를 조사함으로 완성된다. 자기장에 따라 일차 지만 효과에 의해 원자의 에너지 레벨의 간격이 변하게 되고, 냉각 레이저와 공명 에너지의 주파수 차이, 도플러 효과에 의해 고온의 원자 빔이 저온으로 냉각되게 된다 (그림 2.3-3 참조).
보즈-아인슈타인 응축을 위한 포획 법
광자기 포획은 도플러 한계(Doppler limit)에 의해 최저 냉각 온도가 제한되므로 보즈-아인슈타인 응축에 도달할 수 없다. 이를 위해서는 광자의 흡수가 없는 포획법과 냉각법이 필요하다. 냉각법으로는 증발 냉각(evaporative cooling)을 사용하고 원자의 포획은 자기장 기울기를 이용하거나 원자 전이선으로부터 멀리 떨어진 주파수를 가진 레이저를 이용한 포획법을 사용한다. 자기장 기울기를 이용한 포획에서는 포획 우물 중앙의 자기장이 0이기 때문에 마요라나 스핀 플립(Majorana spin-flip)에 의해 원자가 빠져나가게 되고, 이를 어떻게 막는가에 따라 포획법이 나누어지게 된다.
시간 평균 회전 (Time-averaged Orbiting Potential; TOP) 포획법
광자기 포획에 사용한 반-헬름홀츠(anti-Helmholtz) 코일을 이용하여 자기 사중극 포획 우물(Mangetic Quadrupole Potential)을 생성한다. 이 포획 우물을 원자의 스핀이 뒤집히는 속도보다 빠르게 회전시키면 원자가 지속적으로 포획되게 되고, 시간 평균으로 보면 자기장이 완벽히 상쇄되는 곳이 없는 포획 우물이 생성되어 마요라나 스핀 플립에 의한 손실을 막을 수 있다.
Ioffe-type Trap
DC 자기장을 이용하여 자기장이 0인 점이 없게 만든 포획법이다. 이 방법은 Clover leaf trap과 단순화 한 QUIC(Quadrupole Ioffe Configuration) 트랩으로 발전되었다.
Plug Beam Trap
강한 공명 주파수 보다 짧은 파장의 레이저(Blue detuned laser)를 자기 사중극 포획 우물 가운데에 조사하여 자기장이 0인 부근에 원자가 접근하지 못하도록 하는 포획법이다.
광학 트랩 (Optical Dipole Trap)
원자가 레이저 필드 안에 있을 때, 공명 주파수 보다 낮은 주파수의 레이저 필드(Red detuned laser)에서는 레이저 세기가 강한 쪽으로, 높은 주파수의 레이저(Blue detuned laser) 필드에서는 레이저 세기가 약한 쪽으로 힘을 받게 되고 이를 Optical dipole force라고 한다. 이 힘을 이용하여 원자를 포획할 수 있는데, 이를 Optical dipole trap이라고 한다.
증발 냉각법
레이저를 이용한 냉각에는 도플러 한계(Doppler limit), 되튐 한계(recoil limit) 등이 있어서 원자 냉각에 한계가 있다. 보즈-아인슈타인 응축을 위해서는 증발 냉각법을 사용하는데, 포획 우물의 세기를 점점 낮추면서 뜨거운 원자는 날려보내고 차가운 원자만 남겨서 냉각하게 된다. 자기장 우물의 경우 라디오 주파수 필드(rf microwave field)를 이용하여 원자의 스핀 상태를 뒤집어서 빠져나오게 하거나, 광학 트랩의 경우 레이저의 세기를 낮추어 증발 냉각이 이루어지게 한다.
페쉬바흐 공명 (Feshbach Resonance)
원자들로 이루어진 다체계에 자기장을 걸어주게 되면 원자 사이의 충돌 계수가 변할 수 있는데, 이는 Feshbach resonance 으로부터 나오는 현상이다. 보즈 아인슈타인 응축에서는 충돌 계수가 음수인 원자를 사용하고자 할 경우 원자 개수가 아주 작은 경우를 제외하고는 안정적인 응축 상태를 유지하지 못한다. 이를 방지하기 위해 자기장으로 제어한 Feshbach resonance를 이용하여 증발냉각이 불리했던 원자(예: 85Rb)를 냉각하여 보즈 아인슈타인 응축을 만들 수 있다. Feshbach resonance는 분자를 생성하는 목적으로 이용하기도 한다.
광 격자 (Optical Lattices)
빛의 간섭 현상을 이용하여 공간상에 주기적인 격자를 만들 수 있는데, 이를 광격자라고 한다. 예를 들어, 한 축에서 서로 마주한 레이저의 경우 1차원 격자를, 두 축에서 조사된 레이저의 경우 2차원 격자를 만들 수 있으며, 3축에서 각각 서로 마주한 레이저를 조사하게 되면 3차원 격자를 만들 수 있다. 또한 레이저 간의 각도를 조절하게 되면 격자의 간격을 조절할 수 있으며 레이저의 세기로 격자의 포획 깊이를 조절하게 된다.
Optical dipole force에 의해 레이저의 주파수가 원자의 공명 주파수보다 느릴 경우(Red detuned laser) 원자는 레이저 세기가 강한 쪽으로 힘을 받고, 반대의 경우 레이저의 세기가 약한 쪽으로 힘을 받아 격자를 형성하게 된다.
특히 보즈 아인슈타인 응축은 전체 시스템을 하나의 해밀토니안으로 나타낼 수 있고, 주기적인 포텐셜을 이용한 광격자를 적용할 경우 다양한 시뮬레이션을 할 수 있다. 고체 물리 모델링이나 2차원 구조 시뮬레이션이 많이 이루어 지고 있으며 대표적으로 Superfluid-Mott insulator 실험이 있다 (그림 2.3‑7).
관측법
보즈 아인슈타인 응축의 경우 스스로 방출하는 빛이 없기 때문에, 직접적으로 관측을 할 수 없다. 보즈 아인슈타인 응축을 관측하기 위해서는 공명 주파수 레이저를 원자에 조사하여 그 그림자를 관측하는 방법을 사용하는데, 이를 Absorption imaging이라고 한다. 이 방법은 측정 과정에서 원자를 들뜬 상태로 만들어 상태를 변하게 하므로 Destructive imaging으로 불리기도 한다. 이 관측을 위해서는 3장의 이미지를 찍게 되는데, 그림자 이미지, 레이저의 이미지 마지막으로 아무 것도 없는 백그라운드 이미지를 찍는다. 이를 이용하여 Optical depth(OD)를 측정하게 되고, OD는 원자의 밀도에 비례하므로 원자의 개수를 산출할 수 있게 된다.
측정 과정에서 양자상태를 최대한 보존하는 non-destructive imaging으로는 공명 주파수에서 멀리 떨어진 레이저를 이용하는 방법이 있다. 원자가 있는 경우 진공에 비해 굴절률이 달라지므로 원자를 통과한 레이저와 통과하지 않은 레이저 사이의 위상 차이가 생기게 된다. 이 차이를 이용하여 원자의 양자상태를 관측할 수 있다.
일반적인 기체 상태의 원자는 포획 우물이 없어지면 균일하게 퍼지는데 반해, 보즈-아인슈타인 응축은 양자 상태이고, 포획 우물의 축 별 세기에 따라 퍼지는 정도가 다르게 된다. 보즈-아인슈타인 응축을 관측할 때는 포획 우물을 제거한 후 중력에 의해 떨어지는 것을 관측한다. 이 때 시간에 따라 퍼지는 정도를 관측하면 포획 우물의 축 별 깊이를 알 수 있고, 이런 측정 방법을 Time of Flight(TOF) 측정 방법이라고 한다.
리드버그 원자 (Rydberg Atoms)
리드버그 원자는 하나 이상의 전자가 매우 높은 주 양자수로 들떠 있는 상태의 원자를 말한다. 주 양자수가 매우 큰 에너지 상태이기 때문에 원자의 크기가 매우 크다. 주 양자수가 100인 리드버그 원자의 크기는 마이크로 미터 정도에 육박하게 된다. 리드버그 원자는 기저상태로 전이하는 확률이 작으며 자발 방출로 붕괴하는 시간은 밀리 초 정도이다.
리드버그 원자는 수소 원자와 비슷하게 기술할 수 있으며 양자 결손(quantum defect)이라고 부르는 상수만큼의 에너지 준위 차이를 갖게 된다. 이 양자 결손은 주 양자수와 각운동량 양자수에 따라 다르게 주어지며 내각 전자의 수가 큰 원자일수록 양자 결손의 값이 커진다.
리드버그 원자는 높은 에너지 준위의 분광학연구에서 시작되었으며 광-자기 포획(MOT)의 발달과 함께 양자 정보에 관련된 연구로 발전하게 되었다.
리드버그 원자 생성
광 자기 포획으로 포획, 냉각된 중성 원자를 자기장 포획 우물이나 광학적 포획 우물로 포획한 후 리드버그 원자를 생성한다. 리드버그 원자를 생성하기 위해 기저 준위의 전자를 들뜬 상태로 만들어야 한다. 이 경우 그 에너지 차이에 해당하는 레이저를 쏘아줄 수 있으나, 이 경우 주파수가 UV 파장이기 때문에 필요한 강한 세기의 레이저를 구하기가 쉽지 않다. 일반적으로는 이광자(two-photon) 흡수를 통해 리드버그 원자를 만들게 된다. 예를 들어 루비듐(Rb) 원자의 경우 도플러 냉각에 이용한 780 nm 레이저를 이용하여 5S1/2 에서 5P3/2 로 전이시킨 후 480 nm 레이저를 이용하여 5P3/2 에서 97d5/2 상태로 전이시켜 리드버그 원자를 생성할 수 있다.
리드버그 봉쇄 (Rydberg Blockade)
리드버그 원자의 강한 정전기 상호작용(electrostatic interaction)은 주변의 원자들에게 간섭 작용을 일으키면서 원자의 에너지 레벨을 변화시킨다. 리드버그 원자 주변의 원자는 에너지 레벨이 변경되었기 때문에 같은 전이 레이저에 대해 반응하지 않게 되며, 들뜬 상태로 전이가 되지 않게 된다. 즉, 리드버그 원자의 일정 거리 안에서는 다른 리드버그 원자가 생기지 않게 되는 것이다. 이를 excitation blockade 혹은 dipole blockade라 부르며 리드버그 원자를 양자 정보에 사용할 수 있는 기본 배경이 된다.
양자 게이트
리드버그 원자에서만 볼 수 있는 excitation blockade를 이용하여 CNOT 게이트를 구현할 수 있다 (Jaksch, 2000)[15]. 제어하는 중성 원자가 리드버그 상태인지에 따라 그 이웃 원자의 리드버그 상태를 조절할 수 있으므로 이를 이용하여 게이트를 구현하게 된다.
리드버그 원자와 광격자
중성 원자의 경우 광격자를 이용하여 단일 원자 큐비트를 생성할 수 있는데, 리드버그 원자의 경우도 광격자를 이용하여 포획된 원자에서 선택적으로 큐비트를 생성하거나, 주변 원자와의 다양한 게이트 조작(Operation)을 이용하여 다양한 양자 시뮬레이션을 수행한다.
하나의 제어 원자로 주변의 타겟 원자 상태를 조작하는(CNOT)k 게이트나 그 반대의 경우인 CkNOT 게이트, 여러 개의 원자 사이의 리드버그 상태를 공유하는 양자 중첩(Entanglement)등을 구현할 수 있다.
참고 문헌
- ↑ MIT, Volfgang Ketterly group, https://www.rle.mit.edu/cua_pub/ketterle_group/Nice_pics.htm
- ↑ 2.0 2.1 Anderson, M. H., Ensher, J. R., Matthews, M. R., Wieman, C. E., & Cornell, E. A. (1995), “Observation of Bose-Einstein condensation in a dilute atomic vapor”, Science : 198.
- ↑ 3.0 3.1 Davis, K. B., Mewes, M. O., Andrews, M. R., van Druten, N. J., Durfee, D. S., Kurn, D. M., & Ketterle, W. (1995), “Bose-Einstein condensation in a gas of sodium atoms”, Physical Review Letters, 75(22) : 3969.
- ↑ McClelland, J. J., Steele, A. V., Knuffman, B., Twedt, K. A., Schwarzkopf, A., & Wilson, T. M. (2016), “Bright focused ion beam sources based on laser-cooled atoms”, Applied Physics Reviews, 3(1) : 011302.
- ↑ Eto, Y., Sadrove, M., & Hirano, T. (2016), “Cold Atom Magnetometers”, In Principles and Methods of Quantum Information Technologies : 111, Springer, Tokyo.
- ↑ Manchester University, Andrew Murray group, http://es1.ph.man.ac.uk/AJM2/Cooling_%26_Trapping_experiments.html
- ↑ Ernst, U., Marte, A., Schreck, F., Schuster, J., & Rempe, G. (1998), “Bose-Einstein condensation in a pure Ioffe-Pritchard field configuration”, EPL (Europhysics Letters), 41(1) : 1.
- ↑ Townsend, C., Ketterle, W., & Stringari, S. (1997), “Bose-Einstein condensation”, Physics World, 10(3) : 29.
- ↑ Esslinger, T., Bloch, I., & Hänsch, T. W. (1998), “Bose-Einstein condensation in a quadrupole-Ioffe-configuration trap”, Physical Review A, 58(4) : R2664.
- ↑ Bloch, I. (2005), “Ultracold quantum gases in optical lattices”, Nature physics, 1(1) : 23.
- ↑ Greiner, M., Mandel, O., Esslinger, T., Hänsch, T. W., & Bloch, I. (2002), “Quantum phase transition from a superfluid to a Mott insulator in a gas of ultracold atoms”, Nature, 415(6867) : 39.
- ↑ MIT, Volfgang Ketterly group https://www.rle.mit.edu/cua_pub/ketterle_group/Nice_pics.htm
- ↑ 13.0 13.1 Saffman, M., Walker, T. G., & Mølmer, K. (2010), “Quantum information with Rydberg atoms’, Reviews of Modern Physics, 82(3) : 2313.
- ↑ Gaëtan, A., Miroshnychenko, Y., Wilk, T., Chotia, A., Viteau, M., Comparat, D., ... & Grangier, P. (2009), “Observation of collective excitation of two individual atoms in the Rydberg blockade regime”, Nature Physics, 5(2) : 115.
- ↑ Jaksch, D., Cirac, J. I., Zoller, P., Rolston, S. L., Côté, R., & Lukin, M. D. (2000), “Fast quantum gates for neutral atoms”, Physical Review Letters, 85(10) : 2208.