Summary
Nous décrivons la génération fiable des Etats non gaussiennes de voyager champs optiques, y compris les états de photons uniques et des superpositions d'état cohérentes, en utilisant une méthode de préparation conditionnel exploités sur la lumière non-classique émise par des oscillateurs paramétriques optiques. De type I et de type II oscillateurs en phase appariés sont considérés et procédures communes, telles que le filtrage de fréquence requise ou la haute efficacité état quantique caractérisation par homodynage, sont détaillées.
Abstract
Ingénierie états non-classiques du champ électromagnétique est une quête central pour l'optique quantique 1,2. Au-delà de leur importance fondamentale, ces Etats sont en effet les ressources pour la mise en œuvre de divers protocoles, allant de la métrologie améliorée pour la communication quantique et l'informatique. Une variété de dispositifs peut être utilisé pour générer des états non-classiques, tels que les émetteurs simples, interfaces lumière-matière ou de systèmes non linéaires 3. Nous nous concentrons ici sur l'utilisation d'une onde continue oscillateur paramétrique optique 3,4. Ce système est basé sur un non-linéaire χ 2 cristal inséré à l'intérieur d'une cavité optique, et il est maintenant bien connu en tant que source très efficace de la lumière non-classique, tel que monomode ou bimode vide comprimé en fonction du cristal adaptation de phase.
Vide comprimé est un état gaussien que ses distributions en quadrature suivent une statistique gaussienne. Cependant, il a été montré que nombre de protocoles exigent non Gaussian précise 5. Générer directement ces Etats est une tâche difficile et exigerait une forte χ 3 non-linéarités. Un autre mode opératoire, mais probabiliste annoncée, consiste à utiliser une non-linéarité de la mesure induit par-l'intermédiaire d'une technique de préparation conditionnel exploités sur les états de Gauss. Ici, nous détaillons ce protocole de génération de deux États non gaussiennes, l'état de photon unique et une superposition d'états cohérents, à l'aide de deux oscillateurs paramétriques différemment élimination identifié comme ressources primaires. Cette technique permet la réalisation d'une grande fidélité à l'état ciblée et la génération de l'Etat dans un mode spatio-temporelle bien contrôlée.
Introduction
La capacité de construire l'état quantique de voyager champs optiques est une exigence centrale pour la science de l'information quantique et de la technologie 1, y compris la communication quantique, l'informatique et la métrologie. Ici, nous discutons de la préparation et la caractérisation de certains états quantiques spécifiques utilisant comme ressource principale de la lumière émise par onde continue optiques paramétriques oscillateurs 3,4 exploités en dessous du seuil. Plus précisément, deux systèmes seront considérés - une OPO accord de phase de type II et un de type I OPO - permettant respectivement la génération fiable de photons uniques annoncées et de superpositions optiques cohérentes de l'Etat (CSS), les Etats-dire de la forme | α > - |-α>. Ces états sont des ressources importantes pour la mise en œuvre d'une variété de protocoles d'information quantique, allant de linéaire optique quantique calcul 6 protocoles hybrides optiques 5,7. De manière significative, la méthode p senté ici permet l'obtention d'un mélange de faible vide, et l'émission spatio-temporelle dans un mode bien contrôlée.
D'une manière générale, les états quantiques peuvent être classés comme états de Gauss et les Etats non gaussiennes selon la forme de la distribution quasi-probabilité dans l'espace de phase appelée la fonction de Wigner W (x, p) 8. Pour les Etats non gaussiennes, la fonction de Wigner peut prendre des valeurs négatives, une signature forte de non-classicisme. Photon unique ou superpositions cohérentes d'État sont en effet les Etats non gaussiennes.
Une procédure efficace pour générer de tels états est connue comme la technique de préparation conditionnée, où une ressource gaussien initial est associé à une dite mesure non gaussien tel que le comptage de photons 9,10,11,12,13. Ce schéma général, mais probabiliste annoncée, est esquissée sur la figure 1a.
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Figure 1. (A) Schéma conceptuel de la technique de préparation conditionnelle. (B) la préparation conditionnelle de l'Etat à un seul photon de paires de photons orthogonalement polarisés (type II OPO) séparés sur un diviseur de faisceau polarisant. (C) préparation conditionnelle d'une superposition d'état cohérent en soustrayant un photon unique à partir d'un état de vide comprimé (type I OPO).
En mesurant un mode d'un état intriqué bipartite, l'autre mode est projeté dans un état qui dépend de cette mesure et sur la ressource empêtré initial 12,13.
Quelles sont les ressources nécessaires, et un détecteur de annonciatrice nécessaire pour générer les états ci-dessus? États de photons uniques peuvent être générés en utilisant les faisceaux jumeaux, c'est à dire des photons nombre faisceaux corrélés. La détection d'un mono-pHoton sur un mode annonce puis la génération d'un photon unique sur l'autre mode 9,10,14,15. Une fréquence dégénérée de type II OPO 16,17,18,19 est en effet une source bien adapté à cet effet. Signal et complémentaire photons sont des photons corrélés nombre et émis avec des polarisations orthogonales. La détection d'un photon unique sur un mode de polarisation projette l'autre dans un état de photon unique, comme le montre la Figure 1b.
En ce qui concerne les superpositions d'état cohérentes, elles peuvent être générées par la soustraction d'un photon unique à partir d'un état de vide comprimé 20 obtenue soit par pulsé seul passage conversion paramétrique 11,21 ou par un type-I OPO 22,23. La soustraction est effectuée en appuyant sur une petite fraction de la lumière sur un séparateur de faisceau et la détection d'un photon unique dans ce mode (figure 1c). Un vide comprimé est une superposition de même les Etats-photon nombre, soustrayant ainsi un photon unique filsà une superposition d'états impairs nombre de photons, qui a une haute fidélité par une superposition linéaire de deux états cohérents d'amplitude égale et de petite taille. Pour cette raison, le nom de Schrödinger chaton »a parfois été donné à cet état.
La procédure générale pour la production de ces états est donc similaire, mais en diffère par la source de lumière primaire. Filtrage des parcours techniques de détection et annonciateurs sont les mêmes quel que soit le type de OPO utilisé. La présente série de protocoles détail comment générer ces deux états non gaussiennes de continu-ondes oscillateurs paramétriques optiques et la façon de les caractériser avec une grande efficacité.
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Protocol
1. Oscillateur paramétrique optique
- Construire un 4 cm de long cavité linéaire semimonolithic (pour une meilleure stabilité mécanique et pertes intracavité réduits). Le miroir d'entrée est directement appliqué sur une face du cristal non linéaire.
- Choisissez un coupleur d'entrée de réflexion de 95% pour la pompe à 532 nm et à haute réflexion pour le signal et le pignon à 1064 nm. Inversement, choisir le coupleur de sortie pour être hautement réfléchissante pour la pompe et du facteur de transmission T = 10% pour l'infrarouge. L'intervalle spectral libre de l'OPO est égal à Δω = 4.3 GHz et la bande passante est de l'ordre de 60 MHz. Ajoutez la cavité triplement résonnante, c'est à dire pour la pompe et pour les champs de converti vers le bas.
- Utilisation d'un cristal KTP pour le système d'OPO de type II ou d'un cristal de PPKTP pour le type-I OPO. Température-stabiliser les cristaux à leurs températures de phase correspondant.
- Utiliser comme source de laser d'une fréquence à onde continue doublé laser Nd: YAG. Pomper le OPO à 532 nm et en utiliser lelumière frarouge, après filtrage spatial par une cavité de haute finesse (mode propre), comme un oscillateur local (LO) pour la détection homodyne.
- Pouvoir fonctionner en mode d'appariement entre la pompe et le mode de la cavité.
- Verrouillez la longueur de la cavité sur la résonance de la pompe par la technique Pound-Drever-Hall. A cet effet, d'appliquer une 12 MHz modulation électro-optique de la pompe et de détecter la lumière rétro-réfléchie à partir de la cavité avec un isolateur optique.
2 Préparation conditionnelle:. Filtrage du chemin de Heralding
- Séparer la sortie de l'OPO en deux modes. Une correspond au mode d'annonciateur, tandis que l'autre est l'état annoncé qui sera détectée par la détection homodyne.
- Guide de la mode annonçant vers le détecteur de photon unique. Plus précisément, pour l'OPO de type II, de séparer les modes de signal et complémentaire orthogonales par un diviseur de faisceau à polarisation (PBS). Pour le type I OPO, appuyez sur une petite fraction (3%) du vide comprimé par undiviseur de faisceau (BS).
- Filtrer le mode d'annonciateur d'éliminer les modes non-dégénérées fréquences en raison de la cavité OPO. Pour un OPO, la sortie contient en effet de nombreux modes de paires corrélées mais séparés spectralement, ω 0 + ω nô et ω 0 ω-nô où n est un nombre entier. Pour générer un état annoncée à la fréquence porteuse, il est nécessaire de filtrer l'ensemble de ces modes non dégénérées.
- Utilisez d'abord un filtre interférentiel avec une bande passante de 0,5 nm.
- Ajouter un linéaire cavité de Fabry-Perot maison avec un intervalle spectral libre de 330 GHz et une bande passante de 300 MHz (longueur d'environ 0,4 mm et de finesse autour de 1000). La bande passante de la cavité est choisie pour être plus grande que celle de l'OPO et l'intervalle spectral libre pour être plus grande que la fenêtre de fréquence du filtre interférentiel.
- Réaliser au moins un rejet global de 25 dB des modes non dégénérés.
- Verrouiller le filtrage de Fabry-Pérot par la technique de tramage et de verrouillage.
- A cet effet, l'injection d'un faisceau auxiliaire se propageant vers l'arrière par l'intermédiaire d'un commutateur optique et le rejeter à l'entrée de la cavité de filtrage par un isolateur optique. Détecter la lumière à la sortie.
- Verrouillez la cavité pendant 10 ms et commencer après la période de mesure pendant 90 ms avec l'auxiliaire faisceau large.
- Détecter le mode annonçant filtré par un détecteur de photon unique au cours de la période de mesure. Un supraconducteur détecteur de photon unique (SSPD) est utilisé pour limiter la quantité de bruit de fond (quelques Hz), ce qui serait autrement dégrader la fidélité de l'état conditionnel.
3. Quantum tomographie par détection homodyne État
- Détecter l'état annoncée avec une détection homodyne équilibrée composée d'un séparateur 50/50 de faisceau où le champ de caractériser et d'une onde continue forte oscillateur local (LO, 6 mW) sont amenés à intervenir, et une paire de haut quantique efficacité photodiodes InGaAs.
- Afin d'aligner la détection, injecter dans la cavité OPO un faisceau lumineux auxiliaire à 1064 nm et le match de mode ce mode avec le mode LO. Atteindre une visibilité des franges proche de l'unité. Tout mode décalage traduit quadratique des pertes de détection.
- Vérifiez les propriétés de détection homodynes. Avec une puissance de 6 MW LO, la limite de bruit de grenaille (SNL) est plat jusqu'à 50 MHz. Il est de plus de 20 dB au-dessus du bruit électronique à basse fréquence d'analyse (MHz), 16 dB au-dessus de la fréquence d'analyse de 50 MHz. Cette distance est un paramètre critique car il se traduit par des pertes dans la détection (sur une distance de 10 dB (20 dB) se traduit par une perte de 10% (1%) efficace) 24.
- Pour chaque événement de détection du détecteur de photon unique, enregistrer le photocourant homodyne avec un oscilloscope avec un taux d'échantillonnage de 5 Géch / s pendant 100 ns. Balayer la phase LO avec un miroir monté PZT pendant la mesure.
- Filtrer chaque segment enregistré avec un giême fonction de mode temporel d'obtenir à chaque préparation réussie d'une valeur de quadrature unique de l'état conditionnel. La fonction de mode optimal pour un faible gain est proche d'une fonction exponentielle double face 25 avec une constante de décroissance égale à l'inverse de la largeur de bande de l'OPO. Le mode optimal peut également être trouvée en utilisant une expansion de la fonction propre de la fonction d'autocorrélation 26.
- Cumuler des mesures (50 000 sont nécessaires pour la tomographie) et le post-traitement des données avec un algorithme du maximum de vraisemblance 27. Cette procédure permet la reconstruction de la matrice de densité de l'état annoncé et la fonction de Wigner correspondant 8.
4. Préparation conditionnelle de photon unique État avec un OPO de type II
- Pomper le type II OPO loin en dessous du seuil (1 mW ici pour un seuil de 80 mW) d'avoir une très faible probabilité de paires multiphotoniques.
5. Préparation conditionnelle de CoherentSuperposition de l'État avec un type I OPO
- Vérifiez le vide comprimé généré par l'OPO à proximité de seuil avec un analyseur de spectre. Les spectres de bruit mesurés sont présentés dans la figure 3.
- Faire fonctionner le OPO à une puissance de pompe permettant l'observation de l'ordre de 3 dB de compression à basse fréquence de bande latérale (quelques MHz).
- Dans la mesure homodyne, l'information de phase est important pour les Etats de la phase-dépendantes telles que l'état de CSS. Balayez la phase LO avec une vague de 10 Hz en dents de scie avec un cycle de service de 90% (correspondant à 90 ms de période de mesure et 10 ms de temps de blocage.) Synchroniser le balayage de s'assurer que, pendant la période de mesure, il ya un seul balayage unidirectionnel du miroir de PZT-monté.
- Utiliser le signal homodyne pour mesurer la variance et ensuite en déduire la phase du quadrature mesurée.
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Representative Results
Pour l'OPO de type II et la génération de haute fidélité état de photon unique:
La reconstruction tomographique de l'état annoncé est représenté sur la figure 2, où les éléments diagonaux de la matrice de densité reconstruit et la fonction de Wigner correspondant sont affichés. Sans les corrections de perte, l'Etat annoncée présente une composante de photon unique aussi élevée que 78%. En prenant en compte les pertes de détection global (15%), l'état atteint une fidélité de 91% avec un état à un seul photon. Le composant de deux photons, qui résulte de paires à photons multiples créant par le processus de conversion vers le bas, est limitée à 3%.
Pour le type I OPO et la génération de l'état de CSS:
Le seuil de l'OPO de type I est d'environ 50 mW. Afin d'observer une forte compression, nous effectuons des mesures proches de seuil, c'est à dire avec une puissance de pompe de 40 mW, et à une fréquence d'analyse de 5 MHz. Comme le montre la Figure 3a, tIl mesura compression est -10,5 ± 0,5 dB par rapport au bruit de tir (sans aucune correction, 16 ± 1 dB si corrigé pour la perte de la détection et le bruit de l'électronique), et l'anti-écrasement est de 19 ± 0,5 dB. Les spectres de bruit totale de 0 à 50 MHz à une puissance de pompe de 40 mW et 5 mW est représenté sur la figure 3b. Pour une puissance de pompe de 5 mW, les valeurs de compression et anti-pincement sont presque les mêmes, conduisant à un état avec une pureté proche de l'unité. Cet état de vide comprimé de haute pureté est utilisé pour préparer l'état de CSS. La reconstruction tomographique de l'état annoncé est donnée dans la figure 4, où les éléments diagonaux de la matrice de densité reconstruit et la fonction de Wigner correspondant sont affichés.
Figure 2. Haute fidélité état de photon unique. (A) Dia gonales éléments de la matrice de densité reconstruit sans correction des pertes de détection. (b) correspondant fonction de Wigner. x et p représentent des composantes en quadrature.
Figure 3. Mesure des spectres de bruit des Etats vide pressés générés par le type I PPKTP OPO. Toutes les données sont enregistrées par un analyseur de spectre avec une bande passante de résolution de 300 kHz et une largeur de bande vidéo de 300 Hz. Les spectres sont normalisés à la limite de bruit de grenaille. (A) la variance de bruit en fonction de la phase de l'oscillateur local, à une puissance de pompe de 40 mW et d'une fréquence d'analyse de 5 MHz. (B) à large bande serrant jusqu'à 50 MHz pour une pompe puissance de 5 mW et une puissance de pompe de 40 mW. Le pic à 12 MHz résultats de la modulation électro-optique utilisé pour verrouiller les cavités.
Figure 4. Cohérente superposition d'état (état de Schrödinger de chaton "). (A) les éléments diagonaux de la matrice de densité reconstruit sans correction des pertes de détection. (B) correspondant fonction de Wigner. x et p représentent des composantes en quadrature.
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Discussion
La technique de préparation conditionnelle présentée ici est toujours une interaction entre la ressource bipartite initiale et la mesure effectuée par le détecteur d'annonciateur. Ces deux éléments influencent fortement les propriétés quantiques de l'état généré.
Tout d'abord, la pureté des états préparés dépend fortement de celui de la ressource initiale, donc une «bonne» OPO est nécessaire. Qu'est-ce qu'un «bon» OPO? Il s'agit d'un dispositif pour lequel l'efficacité η de l'd'échappement est proche de l'unité. Le paramètre η est donné par le rapport de la transmission du coupleur de sortie, T, et la somme de cette transmission et les pertes intra-cavité (provenant de dispersions ou de l'absorption dans le cristal), L + T. Pour une longueur L donnée, la transmission du signal de sortie doit être augmenté, au détriment d'une augmentation de seuil de façon quadratique avec cette transmission. L'efficacité d'échappement définit directement la quantité maximale de compression qui peut être obteNed proche de seuil. Ici, l'efficacité d'échappement est d'environ 96% à la fois pour l'OPO. Pour la préparation conditionnelle, l'OPO est alors actionné loin du seuil de garantir une grande pureté.
Un autre facteur vient de la détection annonçant photon unique. Tout d'abord, les détecteurs de photons uniques actuels sont le plus souvent sous / hors tension, des détecteurs seulement capables d'annoncer la détection d'au moins 1 photon. Pour cette raison, il est extrêmement important d'être dans un régime où la probabilité d'avoir deux photons dans le trajet de conditionnement est très faible à comparer la probabilité d'avoir un photon. Deuxièmement, les détecteurs peuvent être bruyants. Ces événements ne annoncent la création de l'État ciblé et conduisent à un mélange de l'Etat annoncée et la ressource initiale. Plus précisément, elles conduiraient à un mélange de vide dans la préparation de photon unique ou de vide comprimé dans la préparation de CSS. Dans notre expérience, nous utilisons un détecteur supraconducteur de photon unique pour limiter cette contribution. The bruit de fond est de l'ordre de quelques hertz (alors que le taux de comptage de photon unique est dizaines de kHz).
La méthode présentée ici permet la génération fiable des Etats non gaussiennes avec une haute-fidélité, essentiellement limitée par les pertes dans la détection en raison de la proximité de l'unité évasion efficacité de l'OPO. En outre, le mode spatio-temporelle bien contrôlée dans laquelle ils sont générés facilitera leur utilisation dans des protocoles ultérieurs où ces États peuvent avoir besoin d'interférer avec d'autres ressources optiques, par exemple dans les optiques implémentations de grille 28 ou complexe d'ingénierie de l'État 29.
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Disclosures
Les auteurs déclarent qu'ils n'ont aucun intérêt financier concurrents.
Acknowledgments
Ce travail est soutenu par le programme ERA-NET CHIST-ERA (projet 'de QScale ») et par l'ERC subvention de départ» HybridNet. F. Barbosa reconnaît le soutien de la CNR et la FAPESP, et K. Huang le soutien de la Fondation pour l'auteur de National excellente thèse de doctorat de Chine (PY2012004) et le China Scholarship Council. C. Fabre et J. Laurat sont membres de l'Institut Universitaire de France.
Materials
| Name | Company | Catalog Number | Comments |
| Pump laser | Innolight | Diabolo | Dual output, IR and 532 nm |
| KTP and PPKTP crystal | Raicol | Available from other vendors | |
| Interferential filters | Barr associates | ||
| High efficiency photodiodes | Fermionics | Quantum efficiency above 97% | |
| Oscilloscope | Lecroy | Wave runner 610 Zi | Used for data acquisition |
| Spectrum analyser | Agilent | N9000A | Available from other vendors |
| Faraday rotator | Qioptic | FR-1060-5SC | Available from other vendors |
| PZT | PI | P-016.00H | Available from other vendors |
| Superconducting single-photon detectors | Scontel | SSPD | low dark counts |
| Optical switch | Thorlabs | OSW12-980E | Available from other vendors |
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