Способ подавления квантовых шумов в оптической квантовой памяти на основе протокола восстановления подавленного фотонного эха в резонаторе (варианты)
METHOD FOR SUPPRESSING QUANTUM NOISE IN OPTICAL QUANTUM MEMORY BASED ON PROTOCOL FOR RECONSTRUCTING SUPPRESSED PHOTON ECHO IN RESONATOR (EMBODIMENTS)

Изобретение относится к способам оптической квантовой памяти, основанной на использовании эффекта фотонного эха в атомах с естественным неоднородным уширении резонансного перехода, в котором реализуется эффективное подавление квантовых шумов в эхо-сигнале, воспроизводящим квантовое состояние сигнального светового импульса за счет использования вещества с малой оптической плотностью в оптическом резонаторе с поперечной геометрией распространения слабого (однофотонного) сигнального и интенсивного контролирующего пучков и процедурой подготовки спектра поглощения рабочего вещества памяти. Устройство может быть использовано в системах квантовых вычислений, квантовой нейросети, спутниковой и оптической волоконной связи, телекоммуникационных технологиях, в системах интегральной оптики и нанофотоники, в системах защиты квантовой связи.
К настоящему времени созданы и успешно функционируют многокубитные квантовые компьютеры и системы квантовых коммуникации, однако отсутствие долгоживущей многокубитовой квантовой памяти существенно ограничивает их возможности, что делает разработку оптической квантовой памяти критически важным направлением исследований в области разработки квантовых технологий.
Устройства квантовой памяти должны сохранять квантовые состояния фотонов и воспроизводить их по требованию, что является ключевым компонентом универсального квантового компьютера и квантовых коммуникаций на дальние расстояния. Для применения в квантовых коммуникациях устройства оптической квантовой памяти должны уметь сохранять однофотонные поля на телекоммуникационной длине волны - фотонных кубиты, которые могут распространяться на дальние расстояния, не подвергаясь сильной декогеренции. Кроме того, сохранение состояния фотонов в памяти не должно сопровождаться необратимым изменением их состояний при восстановлении из ячейки памяти, что происходит при наличии избыточного уровня квантовых шумов, вносимых эффектами декогеренции в системе атомов-носителей квантовой информации в ячейке квантовой памяти.
В настоящее время предложен ряд схем (протоколов) оптической квантовой памяти. Память на эффекте электромагнитно-индуцированной прозрачности (EIT), основанной на управлении медленным светом в оптически плотной трехуровневой среде, квантовая память на нерезонансном рамановском взаимодействии света с трехуровневой системой атомов, управляемой когерентным лазерным излучением, действующим на смежном атомном переходе, а также серия протоколов, основанных на использовании эффекта фотонного эха. Это протоколы с управляемой инверсией неоднородного уширения линии (CRIB, GEM), с периодической структурой узких линий поглощения (AFC), которые требуют использования непростой процедуры приготовления специального спектрального профиля на неоднородно уширенной линии резонансного атомного перехода, что ограничивает рабочий спектральный диапазон памяти, оптическую плотность рабочего вещества и влияет на эффективность восстановления фотонных кубитов из ячейки квантовой памяти.
К настоящему времени в экспериментах по оптической квантовой памяти получен ряд критически важных результатов, позволивших поднять эффективность памяти до 90 %, время сохранения фотонных кубитов до 1 мс. и выше. Показано, что возможно хранение большого числа фотонных кубитов в одной ячейке памяти и возможно увеличение времени жизни памяти до нескольких часов. Однако реализованные протоколы не дают возможности добиваться всех критически важных показателей квантовой памяти в одном устройстве, то есть реализовать необходимую спектральную ширину памяти, высокую эффективность и точность запоминания квантового состояния достаточно большого числа фотонных кубитов на заданное время сохранения для, что делает необходимым разработку более эффективных подходов для создания практически значимой квантовой памяти.
Среди перспективных схем квантовой памяти на фотонном эхе вызывают интерес протоколы, основанные на использовании естественного неоднородного уширения резонансного перехода (ROSE, HYPER, ARM). Эти протоколы открывают возможности заметного упрощения в экспериментальной реализации квантовой памяти на фотонном эхе, что, однако ставит проблемы в достижении высокой точности восстановления квантовых состояний, вызванные появлением оптических квантовых шумов, которые пока не позволяет их использовать для работы с фотонными кубитами и требует дальнейшего усовершенствования этих протоколов. Наиболее близким аналогом настоящего изобретения является устройство квантовой памяти ROSE-протокола, описанное в патенте Le Gouet et al. United States, US 2013/0279235 A1, Pub. Date: Oct. 24, 2013.
В настоящем изобретении предлагается способ подавления квантовых шумов в оптической квантовой памяти на фотонном эхе за счет использования вещества с малой оптической плотностью в оптическом резонаторе с поперечной геометрией распространения слабого (однофотонного) сигнального и интенсивного контролирующего пучков и процедурой подготовки спектра поглощения рабочего вещества памяти.
Аналог состоит из рабочего вещества (кристалл 0.1% at. Tm3+:YAG), охлажденного до температуры ниже точки кипения жидкого гелия (4.2 К), рабочая длина волны определяется длиной волны перехода 3H4 → 3H6 ионов тулия (~793 нм). Низкая температура позволяет получить время фазовой релаксации (~50 мкс) на оптическом переходе и времена хранения того же порядка.
Импульс слабого сигнального светового поля (в пределе однофотонного волнового пакета) поглощается рабочим веществом в момент времени t=0, причем степень поглощения определяется оптической плотностью рабочего вещества, в связи с чем полное поглощение света и перенос квантового состояния света в вещество становится невозможным при низкой концентрации примесных ионов в рабочем области образца. Далее, через время τ/2, после действия двух интенсивных контролирующих лазерных импульсов, разделенных временным интервалом τ и вызывающих рефазировку возбужденных диполей, происходит восстановление атомной когерентности и излучение сигнала эха.
Для точного восстановления атомной когерентности во всем объеме среды импульсная площадь каждого из лазерных импульсов должна равняться π, а направление их распространения выбирается противоположным сигнальному полю. При такой геометрии нарушается условие фазового синхронизма для первичного фотонного эха и потому оно не излучается после первого π-импульса, что необходимо для подавления оптических квантовых шумов, возникающих у сигнала эха при наличии инверсии атомного перехода (отсюда возникает термин “подавленное фотонное эхо”). Восстановление поглощенной средой сигнального светового импульса происходит после второго π-импульса через время τ/2, поскольку для фотонного эха в данном случае выполняется условие фазового синхронизма. Критически важно то, что использование идеальных двух π-импульсов не приводит к избыточному возбуждению системы атомов на момент излучения сигнала эха и потому вызывает максимальное подавление оптических квантовых шумов в сигнале эха, которые вызываются спонтанным радиационными переходами атомов в основновное состояние. Однако, практика показывает, что реализация π-импульсов в схеме аналога встречает серьезные трудности в силу большой оптической плотности атомного перехода и сложной геометрии схемы. Кроме того, использование π-импульсов с гауссовым временным и пространственным распределением дает плохие результаты для когерентного контроля атомов в рабочем спектральном диапазоне, поэтому авторами аналога было предложено использовать чипированные по частоте импульсы
с соблюдением условия адиабатичности возбуждения атомов. Такие импульсы позволили авторам аналога реализовать протокол восстановления спящего эха для малофотонных световых импульсов. Однако при этом минимально возможное сохраняемых в среднем число фотонов сигнального импульса было не менее ~14 фотонов при отношении сигнал/шум ~1 для восстановлении сигнала эха из памяти. Невозможность работы с однофотонным сигнальными полями (фотонными кубитами), вызванная большим уровнем оптического квантового шума говорит о необходимости значительного совершенствования ROSE протокола - разработки дополнительных способов подавления квантового шума.
Недостатки аналога, вызывающие появление избыточных квантовых шумов можно сформулировать следующим образом:
1. Использование оптически плотной среды в схеме аналога, что приводит к появлению оптических шумов на нескольких стадиях работы данной схемы квантовой памяти, где высокий уровень шумов определяется общим большим числом атомов, возбуждаемых интенсивными контролирующими лазерными импульсами и спонтанно излучающих шумовые фотоны в сигнальную световую моду. Среднее число спонтанно излучаемых фотонов пропорционально атомной оптической плотности среды и вероятности распада возбужденного атомного состояния, что не может быть уменьшено в свободном пространстве нахождения рабочего вещества, что является общим главным источником оптических квантовых шумов данной схемы.
2. Уровень оптических шумов в восстановленном сигнале эха может быть снижен за счет обеспечения высокоточного контроля атомной когерентности двумя лазерными управляющими импульсами, как это делалось в работах. Для этого лазерные импульсы должны иметь импульсную площадь максимально близкую к π на резонансном атомном переходе. Однако при распространении в оптически плотной среде, эти импульсы испытывают сильное поглощение (первый импульс) и сильное усиление (второй импульс), оказывающие слишком большое изменение их параметров, что неприемлемо для обеспечения сохранности импульсной площади световых импульсов, их длительности, фазы и, соответственно, обеспечения высокоточного когерентного контроля квантового состояния атомов к моменту излучения сигнала эха.
3. Необходимость обеспечения фазового синхронизма между атомной когерентностью и излучаемым эхо-сигналом во всем рабочем объеме, что важно для достижения высокой эффективного протокола, усложняется экспериментальными трудностями реализации трехмерной пространственной геометрии в распространении неколлинеарных управляющих лазерных импульсов, при которой должна обеспечиваться генерация сигнала эха строго в обратном направлении по отношению к сигнальному импульсу, в соответствии с базовой обратимой схемой квантовой памяти на фотонном эхе (S.A. Moiseev, and S. Kroll. Complete reconstruction of the quantum state of a single-photon wave packet absorbed by a doppler-broadened transition. Physical Review Letters 87, 173601 (2001)).
4. Использование коллинеарной геометрии распространения контролирующих полей в оптически плотной среде схемы аналога также сопряжено со сложностями обеспечении равновероятного возбуждения атомов лазерными пучками во всем активном объеме образца, где происходило поглощение сигнального импульса. Сложности вызваны необходимостью компенсации неравномерного влияния поглощения на параметры контролирующих лазерных полей в среде.
В силу отмеченных выше ограниченных возможностей обеспечения высокоточного когерентного контроля атомов интенсивными лазерными полями и высокой оптической плотности среды схема рассматриваемого аналога квантовой памяти приводит к появлению неустранимых оптических квантовых шумов в восстановленном сигнале эха, уровень которых не позволяет сохранять квантовые состояния однофотонных световых полей в такой памяти.
Технический результат заявляемого способа заключается в подавлении квантовых шумов в оптической квантовой памяти на основе протокола восстановления подавленного фотонного эха.
Технический результат достигается тем, что используется рабочее вещество с малой оптической плотностью, помещенное в оптический резонатор и управляемое интенсивными лазерными пучками, распространяющихся параллельно под углом к оси резонатора в поперечной геометрии к распространению сигнального излучения, используется изменение частоты добротности оптического резонатора во временном интервале, включающем действие двух управляющих лазерных импульсов, используется процедура подготовки спектра поглощения рабочего вещества квантовой памяти, при которой убираются атомы, не попадающие в рабочий диапазон квантовой памяти, соответствующий спектру сигнального импульса.
Образец с атомами-носителями квантовой памяти помещается в оптический резонатор Фабри-Перо, параметры которого выбираются согласованными с коэффициентом резонансного поглощения света атомами образца (S.A. Moiseev, F. F. Gubaidullin and S. N. Andrianov, Quantum computer of wire circuit architecture, arXiv:1001.1140 7 Jan 2010; S. A. Moiseev, S. N. Andrianov, and F. F. Gubaidullin. Efficient multi-mode quantum memory based on photon echo in optimal QED cavity, Phys. Rev. A 82, 022311 (2010)). Использование такого резонатора обеспечивает полное поглощение сигнального поля с эффективным переносом его состояния в систему атомов даже при использовании оптически тонкой атомной среды. Последняя возможность открывает возможности использования нескольких дополнительных инструментов для значительного подавления оптических квантовых шумов, возникающих в схеме-аналоге квантовой памяти даже за счет использования резонатора с не слишком высокой добротности. При повышении добротности резонатора оптическая плотность атомного перехода будет уменьшаться, что будет приводить к дальнейшему уменьшению квантовых шумов, что делает использование высокодобротных резонаторов более предпочтительным для более сильного подавления оптических квантовых шумов.
Устройство для реализации способа представлено на Фиг. 1, где
1 - источник фотонных кубитов
2 - ячейка памяти, состоящая из оптического резонатора в который помещается кристалл, активированный редкоземельными ионами
3 - рефазирующие импульсы
4 - контроллер частоты резонатора
5 - блок синхронизации
6 - канал детектирования
7 - блок детектирования
8 - пользовательский интерфейс.
Перед началом записи фотона в ячейку памяти 2, происходит приготовление атомов внутри спектрального диапазона, отвечающего спектру фотонов путем удаления атомов, не попадающих в этот спектр, но попадающие в спектр моды оптического резонатора, находящегося в ячейке памяти 2. Сигнальные фотонные кубиты из Источника фотонных кубитов 1 посылаются в моду резонатора, находящегося в ячейке памяти 2, и поглощаются атомной системой в ячейке памяти 2. Сразу после поглощения меняется частота резонатора с помощью контроллера частоты резонатора 4, или его добротность, после этого под углом к оси резонатора на ячейку квантовой памяти посылаются первый контролирующий лазерный рефазирующий импульс с импульсной площадью π на рабочем атомном переходе с источника рефазирующих лазерного импульсом 3 через временной интервал τ/2 после влета сигнального фотонного кубита. С паузой τ после действия первого рефазирующего импульса, на ячейку памяти посылается второй рефазирующий лазерный импульс в том же направлении распространении и с той же импульсной площадью π, что и первый рефазирующий импульс. После воздействия второго импульса восстанавливается частота резонатора или его добротность и спустя время τ/2 после второго рефазирующего лазерного импульса ячейкой квантовой памяти излучается сигнал эха, восстанавливающий квантовое состояние сигнального фотонного кубита, который детектируется блоком детектирования 7. Общий временной интервал процесса 2τ меньше времени жизни квантовой памяти. Выполнение протокола контролируется пользовательским интерфейсом 8, используя блок синхронизации, который управляет работой блоков 1, 3, 6, 7.
2
3
1
1
1
2
1
2
1
1
3
2
1
1
3
2
1
1
3
2
В данном изобретении предлагается использование поперечной геометрии распространения сигнального фотонного кубита и контролирующих рефазирующих лазерных полей. Данная геометрия становится возможным использовать благодаря малой оптической плотности среды, когда световое поле сигнального фотонного кубита, попадая в оптический резонатор, переходит в световое поле моды резонатора, которая может быть как бегущей волной в случае кольцевого резонатора, так и стоячей волной в резонаторе Фабри-Перо. В силу однородного по пространству возбуждения атомов образца ячейки квантовой памяти световым полем моды резонатора (в условиях низкой оптической плотности атомного перехода) становится возможным использование распространения двух рефазирующих лазерных полей с волновыми векторами к, к, направленными под произвольным одним и тем же углом (ниже именуемой поперечной геометрией распространения) к оси резонатора вдоль которой распространяются световое поле моды резонатора с волновым вектором к (в кольцевом резонаторе) и с волновыми векторами к и -к (в Фабри-Перо резонаторе). Такие рефазирующие лазерные импульсы не приводят к возбуждению первичного светового эха, так как волновой вектор волны поляризации первичного эха |2к-к| или |2к+к| не равны |к|, но способны вызывать появление спящего эха с эффективностью близкой к 100% благодаря выполнению условия фазового синхронизма для этой волны поляризации в силу 2к-2к+к=к и 2к-2к-к=-к при к=к. Эта возможность отличает данную схему от аналога и реализуется благодаря использованию оптического резонатора в силу пренебрежимо малого пространственного изменения сигнального поля в оптически тонком образце вдоль оптической оси резонатора и в силу отсутствия в этом случае необходимости излучения сигнала эха в направлении, обратном к сигнальному полю.
Фиг. 2 представлены а) атомные уровни и квантовые переходы между ними, вызываемые действие сигнального (синий цвет), контролирующие (зеленый цвет), сигнал эха (красный цвет), б) временная последовательность световых импульсов; в) поперечная геометрия в свободном пространстве, не дающая 100% эффективности; г) поперечная геометрия (называемая ортогональной в тексте) в оптическом резонаторе, позволяющая реализацию 100% эффективности.
В частном случае образца игло-образной формы, вытянутого вдоль оси резонатора, то есть в случае использования предельно малого размера поперечного сечения образца, содержащего активные атомы ячейки квантовой памяти сопоставимого с длиной волны излучения, можно подобрать угол падения контролирующих полей, необходимый для сильного подавления первичного эха.
Возможность использования поперечной геометрии дает дополнительные преимущества оптически тонкой среды в использовании ее когерентного контроля рефазирующими лазерными импульсами, распространяющимися в поперечной геометрии к направлению распространения светового поля в моде резонатора. За счет значительного уменьшения оптической плотности атомов становится пренебрежимо малым и изменение параметров контролирующих лазерных импульсов (их интенсивности, временной формы и фазы). Малость изменения параметров светового поля из-за незначительного их поглощения в среде делает возможным достижение импульсной площади лазерных импульсов до π с высокой точностью для всех атомов рабочего объема среды, что позволяет уменьшать оптические шумы на порядки до необходимого минимального уровня.
Реализация каждой из схем оптической квантовой памяти подразумевает приготовление начального квантового состояния атомов. Использование оптически тонкой среды и оптического резонатора облегчает приготовление нужного начального квантового состояния, так как снижает требования к интенсивности используемых при этом лазерных полей. Как показало аналитическое и численное исследование динамики атомов, возбуждаемых чирпированными лазерными импульсами приводит к появлению избыточного возбуждения атомов на красном и синем участках спектра атомов внутри неоднородно уширенного контура линии (изображено на Фиг. 3). Этот эффект имеет место в случае, когда спектральная ширина атомной линии значительно превосходит спектральную ширину возбуждающих лазерных импульсов, имеющих ограниченную интенсивность, что типично для эксперимента. Если спектральные линии этих атомов внутрь ширины линии моды резонаторы, то фотоны, спонтанно излучаемые этими атомами будут вызывать оптические шумы в сигнале эха. Для подавления этого эффекта предлагается предварительное приготовление атомного ансамбля с частотами оптического перехода, внутри заданного спектрального интервала δω, находящегося между красным и синим участками спектра атомов (изображено на Фиг. 3) c выведением атомов из боковых пиков на долгоживущие нижние атомные уровни.
Приготовление такого начального состояния атомов облегчается малой оптической плотностью атомов и может быть реализовано путем перевода атомов в двух заданных участках спектра воздействие лазерного излучения настроенного на частоту данных атомов. Поскольку эта лазерная накачки не затрагивает основные атомы, участвующие в квантовые памяти, то она может проводиться параллельно с реализацией протокола во все промежутки времени, не совпадающие с временем прилета сигнального поля и излучения сигналов эха.
Первый контролирующий рефокусирующий лазерный импульс (см. Фиг. 2) инвертирует населенность атомов в определенном спектральном диапазоне, на Фиг. 3 это диапазон от -300 до 300 кГц (оранжевая штриховая линия на Фиг. 3). Синей штрих-пунктирной линией на Фиг. 3 показан спектр рефазирующего импульса. Второй рефокусирующий импульс вновь инвертирует населенность, приводя к тому, что внутри рабочего спектрального диапазона инверсия атомной населенности становится равна нулю, но при этом на краях спектра появляются области паразитной инверсии (зеленая сплошная кривая на Фиг. 3), обусловленные конечным временем фронта возбуждающего импульса. На Фиг. 3 это соответствует двум диапазонам частот - от -600 кГц до -300 кГц и от 300 кГц до 600 кГц. При этом, согласно расчетам, количество возбужденных атомов в этих двух спектральных диапазонах более чем в 80 раз превосходит количество возбужденных атомов в рабочем диапазоне от -300 кГц до 300 кГц.
Приведенные на Фиг. 3 результаты частотного поведения атомной инверсии после действия двух лазерных импульсов показывают, что при помощи подготовки начального состояния, заключающегося в том, чтобы перевести атомы, находящиеся на краях диапазона инверсии на долгоживущие подуровни и исключить тем самым их из участия в протоколе квантовой памяти, уровень оптических квантовых шумов, вызываемых спонтанными переходами атомов в основное состояние, может быть снижен в десятки раз (в 80 раз для расчетов, приведенных на Фиг. 3), что позволит уменьшить оптические квантовые шумы до достаточно низкого уровня, необходимого для работы с однофотонными кубитами при использовании лазерных импульсов с реальными параметрами интенсивности и частотного спектра.
Для дополнительного подавления оптических шумов, вызываемых спонтанным излучением фотонов атомами образца, возбуждаемыми интенсивными лазерными импульсами на промежуточной стадии эволюции атомной когерентности, предлагается динамически изменять резонансную частоту оптического резонатора и/или уменьшать его добротность после влета сигнального фотонного кубита в резонатор и его поглощения атомами до момента времени излучения сигнала эха. При этом в промежутке между действием рефазирующих лазерных импульсов будет сильно подавляться резонансное взаимодействие возбужденных атомов с пустой модой резонатора. При изменения частоты резонатора (или его добротности) возбужденные рефазирующими лазерными импульсами атомы оптически тонкой среды будут излучать спонтанно фотоны, вызывающие оптические шумы, в моду резонатора с числом фотонов пропорционально общему числу возбужденных атомов с интенсивностью излучения шумовых фотонов аналогичной свободному пространству и может быть даже слабее за счет проявления эффекта ингибировании, когда спонтанное излучение фотонов ослабляется на частотах, не совпадающих с частотами высокодобротных резонаторов в соответствии с эффектом Парсела (Purcell E. M.. Phys. Rev. V. 69, 37 (1946))
Ослабление в спонтанном распаде атомов в отстроенном по частоте резонаторе, или в резонаторе с пониженной добротностью может быть особенно значительно при использовании атомов с долгоживущим атомным переходом, как это имеет место для редкоземельных ионов в неорганических кристаллах (W. Tittel, M. Afzelius, T. Chaneli'ere, R. Cone, S. Kroll, S. Moiseev, and M. Sellars, Photon-echo quantum memory in solid state systems, Laser & Photonics Reviews 4, 244 (2010); R. M. Macfarlane, High-resolution laser spectroscopy of rare-earth doped insulators: a personal perspective,Journal of Luminescence 100, 1 (2002); N. Kunkel and P. Goldner, Recent advances in rare earth doped inorganic crystalline materials for quantum information processing, Zeitschrift fur anorganische und all-gemeine Chemie 644, 66 (2017)), что в целом на несколько порядков снизит уровень оптических шумов с ростом добротности резонатора.
Таким образом предлагается комплексное использование методов когерентного контроля атомов при реализации протокола квантовой памяти в оптимальном резонаторе, в условиях согласованных импедансов полной загрузке электромагнитного волнового пакета однофотонного импульса, которые обеспечивают высокий квантовую эффективность и точность работы квантовой памяти при низком уровне оптических квантовых шумов, что делает возможным использование данного протокола для работы с однофотонными световыми полями.
3+
3+
3+
3+
3+
3+
3+
3+
3
5
12
3
5
12
2
5
2
5
2
5
2
5
3
3
3
Источник фотонных кубитов 1 состоит из источника одиночных фотонов, у которых можно задать определенное квантовое состояние. В качестве источника одиночных фотонов могут быть использованы квантовые точки, нелинейные кристаллы и микроструктурированные волокна для параметрической генерации фотонов. Для того, чтобы одиночный фотон превратился в фотонный кубит необходимо закодировать в него квантовую информацию. Это может быть осуществлено с использованием различных степеней свободы фотона, таких как поляризация, частота, пространственные или временные моды, орбитальный угловой момент, фаза. Также в качестве одиночных фотонов можно использовать лазерное излучение, ослабленное до среднего числа фотонов порядка 0.1-0.2 в импульсе. В качестве ячейки квантовой памяти 2 могут выступать разные среды, такие как холодный и теплый атомный газ, одиночные атомы в высокодобротном резонаторе, квантовые точки, точечные деффекты в алмазах, кристаллы, активированные редкоземельными ионами (Tm:YAlO, Tm:YGaO, Eu:YSiO, Er:YSiO, Pr:YSiO, Nd:YSiO, Tm:LiNbO, Er:LiNbO). В рассматриваемом случае в качестве ячейки квантовой памяти выступает кристалл, активированный редкоземельными ионами, помещенный в оптический резонатор Фабри-Перо. Сам оптический резонатор может быть как внешним, то есть состоять из двух отдельных зеркал вне кристалла, либо из нанесенных диэлектрических отражающих покрытий на грани кристалла, либо может быть изготовлен на поверхности кристалла (фотонно-кристаллический тип). При этом для разных резонаторов реализация контроллера частоты резонатора 4 будет разной. Например, для внешнего резонатора, одно из зеркал может быть установлено на пьезоэлемент и контролируя напряжение на пьезоэлементе можно менять длину резонатора, следовательно его частоту. Также можно поместить нелинейный кристалл (например LiNbO) внутрь резонатора вместе с рабочим кристаллом и изменять коэффициент преломления внутри резонатора, таким образом также можно менять частоту резонатора. Последний способ также применим в случае использования резонатора, где отражающие покрытия нанесены на грани кристалла. В этом случае, до напыления отражающих покрытий на кристалл, необходимо срастить рабочий кристалл, активированный редкоземельными ионами, с нелинейным кристаллом и затем нанести отражающие покрытия на изготовленную систему, состоящую из двух кристаллов. В случае использования фотонно-кристаллического резонатора можно использовать эффект Штарка или изготовить фотонно- кристаллический резонатор, на нелинейном кристалле, который легирован редкоземельным ионом (например с помощью ионной имплантации).
В качестве рефазирующих импульсов 3 могут быть использованы лазерные импульсы. Такие импульсы можно сформировать из непрерывного узкополосного лазерного излучения (например, кольцевой лазер на красителе или на кристалле титан сапфира, диодный лазер) с помощью акустооптического модулятора. В этом случае можно формировать импульсы с заданной амплитудной и частотной модуляцией (например с помощью генератора сигналов произвольной формы, сигнал с которого через усилитель направляется на акустооптический модулятор), спектр которых согласуется с рабочей частотной полосой ячейки памяти и источника фотонных кубитов.
Канал детектирования 6 представляет собой оптическую схему для пространственной и спектральной фильтрации и проведения бэлловсикх измерений в зависимости от используемых фотонных кубитов (например, интерферометр Маха-Цендера с фазовой задержкой в одном из плеч для фотонных кубитов с кодировкой по фазе или поляризационные светоделители при использовании поляризационных фотонных кубитов).
В качестве блока детектирования 7 могут быть использованы модули счета одиночных фотонов, сигнал с которых далее поступает на временно-цифровой преобразователь или схему совпадений, результат которых выводится через пользовательский интерфейс 8 .
Выполнение протокола контролируется пользовательским интерфейсом 8, используя блок синхронизации 5, который управляет работой блоков 1, 3, 6, 7. В качестве блока синхронизации может быть использован многоканальный генератор импульсов задержек. Стоит отметить, что блок синхронизации 5 и пользовательский интерфейс 8 могут быть объединены в одно устройство - программируемую логическую интегральную схему (ПЛИС).