Name: Ein photonisches System zur Erzeugung bedingungsloser Polarisations-verwirrter Photonen basierend auf multipler Quanteninterferenz (Video) | JoVE Journal
Uploaded: 2019-09-05T14:00:00.000+00:00
Duration: 7 s
Description: Entdecken Sie die Erzeugung polarisationsverschränkter Photonen durch multiple Quanteninterferenz ohne Postselektion. Diese Methode erreicht hohe Fidelität und große Bandbreite für Quantenkommunikation.

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Diese Forschung wurde von der Research Foundation for Opto-Science and Technology, Japan, unterstützt. Wir danken Dr. Tomo Osada für die nützlichen Diskussionen.

Das angenommene Verfahren umfaßt vier Hauptphasen, die den in Abbildung 2dargestellten gesamten Versuchsaufbau verwenden. Die erste Stufe war die Vorbereitung des Pumpenlasers für SPDC. In der zweiten Stufe wurde das optische Interferometer - Sagnac Interferometer mit einem nichtlinearen Kristall und optischen Polarisationskomponenten konstruiert. Das Koinzidenzmessungsverfahren mit den in Abbildung 3 dargestellten elektrischen Komponenten wurde in der dritten Stufe beschrieben. Schließlich wurden die tatsächlichen Photonenkorrelationsdaten in Abbildung 4 verwendet, um die Genauigkeits- und Glockenparameter der erzeugten bedingungslosen Polarisations-verschränkten Photonen zu schätzen.
1. Konfiguration des Pumpenlasers
<ol><li>Schalten Sie die 405 nm Gitter-stabilisierte Einfrequenz-Laserdiode ein. Stellen Sie die Ausgangsleistung auf wenige mW ein, indem Sie den elektrischen Eingangsstrom auf die Laserdiode und durch Neutraldichtefilter reduzieren.</li>
	<li>Konstruieren Sie einen externen Hohlraum zwischen der Oberfläche der Laserdiode und dem holographischen Gitter (3.600 mm1), um einen Einfrequenzvorgang zu realisieren, der als Spektrometer bezeichnet wird. Legen Sie das holographische Gitter etwa 45o gegen die Laserdiodenoberfläche und bewegen Sie die Schraube langsam, um den Grad einzustellen, und maximieren Sie die Ausgangsleistung aus der Kavität, indem Sie sich auf das Bild des Strahls beziehen.</li>
	<li>Koppeln Sie einen Laser mit der polarisierenden optischen Faser (PMF), um einen einzigen Raummodusbetrieb auszuführen. Passen Sie die Faserkupplungsschrauben an, um die Ausgangsleistung von PMF mit einem Leistungsmesser zu maximieren.</li>
	<li>Kollinearieren Sie den Ausgangslaser des PMF mit einer Faserkopplerlinse. Kanalisieren Sie den Ausgangslaser durch einen Isolator in die Mitte einer Halbwellenplatte (HWP), eine Viertelwellenplatte (QWP) und einen Kurzpass-Dichroiden (DM), wie in Abbildung 2dargestellt. Um die polarisationsgebundenen Photonen mit dem Zustand wie in (6) zu erzeugen, stellen Sie den Polarisationszustand des Pumpenlasers mit Diagonale (D) ein, indem Sie die HWP auf 22,5ound QWP auf 0oeinstellen.</li>
</ol>2. Aufbau des interferometrischen Setups
<ol><li>Legen Sie einen dichroitischen Spiegel (DM), einen normalen Spiegel, einen PBS und einen ppKTP-Kristall mit den Abmessungen: 10 mm lang (kristallographische x-Achse),10 mm breit(y-Achse)und 1 mm dicke(z-Achse)wie in Abbildung 2dargestellt. Die PBS arbeitet sowohl mit der Wellenlänge des Lasers (405 nm) als auch mit der der nach unten konvertierten Photonen (810 nm). Die Polierungszeit des ppKTP-Kristalls <img alt="Equation 19" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq19.jpg"> beträgt 3.425, die für den kollinearen Typ-0 SPDC mit 405 nm Laserpumpe ausgelegt ist und eine Antireflexbeschichtung bei beiden Wellenlängen aufweist.</li>
	<li>Stellen Sie den PBS und die Spiegel mit dem Pumpenlaser (405 nm) und einem Referenzlaser (810 nm) ein. Da die Länge vom Eingang bis zum Ausgang des Interferometers ca. 600 mm beträgt, wird das übertragene und reflektierte Licht von PBS für mehr als 600 mm (für einige Meter wünschenswert) parallel gemacht, um räumliche Modusübereinstimmungen vorzunehmen.</li>
	<li>Platzieren Sie HWP1 und HWP2 in das Setup. Sie arbeiten sowohl bei 405 nm als auch bei 810 nm Wellenlängen. Passen Sie die HWPs senkrecht zum einfallenden Licht an, indem Sie das reflektierte Licht von der Oberfläche verwenden. Winkel von HWP1 auf 45o und HWP2 auf 22,5o einstellen
</li>
	<li>Legen Sie einen Retroreflektor in das Setup. Passen Sie die Position des Retroreflektors so an, dass sich die Referenzstrahlen im Uhrzeigersinn (CW) und gegen den Uhrzeigersinn (CCW) im gleichen raumräumlichen Modus befinden. Platzieren Sie ladungsgekoppelte Gerätekameras (CCD) in Modus 1 und 2 in Abbildung 2, um die Strahlprofilierungsbilder von der Ausgabe des Interferometers abzuverweisen. Passen Sie den Spiegel und den Retroreflektor an, um den räumlichen Modus anzupassen, indem Sie die Profilerstellungsbilder auf die Kamera verweisen.</li>
	<li>Platzieren Sie eine Fokuslinse zwischen QWP für Laser und DM. Da die Länge vom Eingang bis zum Ausgang des Interferometers ca. 600 mm beträgt, wählen Sie eine Linse mit einer Fokuslänge von 300 mm aus. Empirisch stellen Sie den Brennpunkt der Eingangslaserpumpe so ein, dass er nicht auf dem exakten Mittelpunkt des Interferometers liegt, sondern um den Erzeugungspos die zweite SPDC zur Effizienz der gleichstufigen Erzeugung von herunterkonvertierten Photonen zwischen dem ersten und zweiten SPDC zu machen.</li>
	<li>Entfernen Sie die CCD-Kamera und platzieren Sie QWPs, Polarisatoren (POLs), Interferenzfilter (IFs) mit einem 810 nm-Center und 3 nm Bandbreite im Modus 1 und 2, wie in Abbildung 2dargestellt. Passen Sie die optischen Elemente senkrecht zum einfallenden Licht mithilfe des reflektierten Lichts an. Koppeln Sie die Referenzlaserstrahlen mit den Multimode-Fasern mit Faserkopplern zur Erkennung.</li>
	<li>Platzieren Sie ein 300-mm-Fokusobjektiv zwischen DM und QWP im Modus 1 und 2. Machen Sie die Ausgangsreferenz-Laserstrahlen zur Erkennung kollinear.</li>
	<li>Verbinden Sie die Multimode-Fasern mit den Single-Photon-Zählmodulen (SPCMs) aus Silicon (Si) Lawinenphotodioden. Schalten Sie den Referenzlaser aus. Schalten Sie die SPCMs in einem Dunkelraumzustand ein, und zählen Sie die nach unten konvertierten Photonen.</li>
	<li>Passen Sie die Temperatur des ppKTP-Kristalls an, der auf einem Temperaturregler montiert ist, indem Sie auf die Zählraten von herunterkonvertierten Photonen verweisen. Die entsprechende Temperatur beträgt typischerweise 25-30 °C.</li>
	<li>Passen Sie den Neigungswinkel von HWP1 an, um die Zählraten von nach unten konvertierten Photonen zu maximieren. Wenn die Zählraten zu schwach sind, messen Sie die Anzahl ohne die optischen Elemente in Modus 1 und 2.</li>
</ol>3. Messverfahren der Zufallszählung
<ol><li>Wählen Sie die Polarisationsbasen in Modus 1 und 2 aus, um die mit der Polarisation verwickelten Photonen mithilfe von POLs und QWPs zu messen, wie in Abbildung 3dargestellt. Für die Messung des Vorfalls photon mit H (V) Basis, stellen Sie die QWP auf 0o und die POL auf 0o (90o). Für die Messung des Vorfalls Photon mit D (A) Basis, stellen Sie die QWP auf 0o und die POL auf 45o (-45o). Für die Messung des Vorfalls photon mit R (L) Basis, stellen Sie die QWP auf 45o (-45o) und die POL auf 0o.</li>
	<li>Schließen Sie das vom SPCM im Modus 2 erzeugte Transistor-Transistor-Logiksignal (TTL) an den Startsignaleingang eines Zeit-Amplituden-Wandlers (TAC) und das Signal im Modus 1 an den Stoppsignaleingang an, nachdem es die elektrische Verzögerungsleitung (Delay) durchlaufen hat. TAC erzeugt elektrische Signale von 0 bis 10 V entsprechend der Zeitverzögerung zwischen zwei Signalen.<ol>
<li>Legen Sie in diesem Experiment die Zeitverzögerung von T auf 50 ns fest, indem Sie die Delay Line Pins auswählen. Stellen Sie die Anzeige des PCs so ein, dass 100 ns Zeitbereich angezeigt wird, indem Sie das Zifferblatt von TAC einstellen. Dann erzeugt TAC 5 V Signale als 50 ns Verzögerungszeit, die von der elektrischen Verzögerungsleitung angegeben wird. Daher entsprechen die 5 V Signale den Zufällen bei 0 ns Verzögerungszeit der tatsächlichen Impulse von SPCMs. Die Zufälle bei 0 ns Verzögerungszeit werden in der Mitte des Anzeigezeitbereichs angezeigt, wie in Abbildung 3dargestellt.</li>
	</ol>
</li>
	<li>Klicken Sie auf die Starttaste der Software, genannt MAESTRO-32, um die Pulshöhenverteilung zu messen und die Verteilung mit einem computergesteuerten (PC) Multi-Channel-Analysator (MCA) aufzuzeichnen. In diesem Experiment stellen Sie die Messzeit von TAC für 30 s ein. Analysieren Sie die Höhenverteilung der TAC-Impulse von 0 bis 10 V, die einer Verzögerungszeit von -50 bis 50 ns zwischen den vorfallten Photonen und den SPCMs entspricht, und indem Sie die in Schritt 3.2 beschriebene Einstellung verwenden.</li>
	<li>Nach der Aufzeichnung der Pulshöhenverteilung erhalten Sie die Pulshöhenverteilungsdaten für mehrere Polarisationsbasen, wie in Abbildung 4dargestellt. Wählen Sie das Zeitfenster aus, das für die Zufallanzahl für die Analyzation der Daten berücksichtigt werden soll. Da die Breite der Pulsspitze durch die Auflösungszeit des SPCM von 1 ns bestimmt wird, ist das Zufallszeitfenster notwendig, um größer als die Auflösungszeit zu sein.<ol>
<li>Wählen Sie in diesem Experiment das Zufallszeitfenster aus, um 10 ns zu sein. Schätzen Sie die Zufallzahlen, indem Sie den Bereich des Zeitfensters integrieren.</li>
	</ol>
</li>
</ol>4. Schätzverfahren der Parameter Fidelity und Bell
<ol><li>Bestimmen Sie die polarisierten <img alt="Equation 21" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq21v2.jpg"> Zweitordnungskorrelationen und kreuzpolarisierten Zweitordnungskorrelationen, <img alt="Equation 22" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq22v2.jpg"> wobei <img alt="Equation 23" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq23v2.jpg"> sich die Polarisationszustände H, D und R beziehen und <img alt="Equation 24" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq24v2.jpg"> sich auf die Kreuzpolarisationszustände V, A und L beziehen. Funktionen, indem die <img alt="Equation 25" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq25v2.jpg"> gemessene Zufallanzahl durch die Hintergrundebene dividiert wird. <img alt="Equation 26" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq26v2.jpg"> Abbildung 4 zeigt die tatsächlich gemessene Pulshöhenverteilung der Zufallszählungen mit mehreren Polarisationsbasen für 30er Jahre. HINWEIS: Zum Beispiel zählt der Zufall die <img alt="Equation 27" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq27v2.jpg"> mit Polarisationsbasis HH gibt count/30 s für Zufallsfenster 10 ns. Die durchschnittliche Bodenebene für das Zufallsfenster wird als 4,3 Anzahl/30 s berechnet. Da Korrelationen zweiter Ordnung <img alt="Equation 28" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq28v2.jpg"> durch angegeben werden, werden die polarisierten Korrelationsfunktionen zweiter Ordnung mit Polarisationsbasis HH zu <img alt="Equation 29" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq29v2.jpg"> . Ebenso werden Korrelationsfunktionen zweiter Ordnung mit anderen <img alt="Equation 30" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq30v2.jpg"> Polarisationsbasen wie: und <img alt="Equation 31" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq31v2.jpg"> kreuzpolarisierte Korrelationsfunktionen zweiter Ordnung wie: <img alt="Equation 32" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq32v2.jpg"> und <img alt="Equation 33" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq33v2.jpg"> angegeben.</li>
	<li>Bestimmen Sie den Grad der Polarisationskorrelation zwischen zwei Photonen für drei Polarisationsbasen, die durch20,21definiert sind: <img alt="Equation 34" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq34v2.jpg">(7) wobei <img alt="Equation 35" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq35v2.jpg"> bezieht sich auf die Polarisationsbasen der geradlinigen (H und V), diagonalen (D und A) und kreisförmigen (R und L) Basen. Die gemessenen Korrelationsfunktionen zweiter Ordnung geben den Grad <img alt="Equation 36" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq36v2.jpg"> jeder <img alt="Equation 37" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq37v2.jpg"> Polarisationsbasis wie folgt an: , und .</li>
	<li>Bestimmen Sie die Treue der generierten verschränkten Photonen. Berechnen Sie die Genauigkeit des polarisationsgebundenen Zustands in Bezug auf den Zustand (6) in drei Basen20,21: <img alt="Equation 38" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq38v2.jpg"> Die gemessenen Polarisationsgrade betrugen <img alt="Equation 39" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq39v2.jpg"> . Die Zahl überschritt die klassische Polarisationskorrelationsgrenze von 0,50.</li>
	<li>Bestimmen Sie die Bell-Parameter der generierten verhedderten Photonen21. Berechnen Sie die Parameter aus den Polarisationskorrelationen wie folgt 19,20: <img alt="Equation 40" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq40v2.jpg"> <img alt="Equation 41" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq41v2.jpg"> <img alt="Equation 42" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq42v2.jpg"> Die gemessenen Basen <img alt="Equation 43" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq43v2.jpg"> der Polarisationskorrelation waren . Diese Zahlen überschreiten die klassische Parametergrenze von 2 und verletzen die Bell-Ungleichheit.</li>
</ol>

<ol><li>Ekert, A. K., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+cryptography+based+on+Bell%27s+theorem%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Quantum cryptography based on Bell's theorem.</a> Physical Review Letters. 67, 661-663 (1991).</li>
<li>Mattle, K., Weinfurter, H., Kwiat, P. G., Zeilinger, A. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((dense+coding+in+experimental+quantum+communication%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">dense coding in experimental quantum communication.</a> Physical Review Letters. 76, 4656-4659 (1996).</li>
<li>Pan, J. W., Bouwmeester, D., Weinfurter, H., Zeilinger, A. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((experimental+entanglement+swapping%3A+entangling+photons+that+never+interacted%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">experimental entanglement swapping: entangling photons that never interacted.</a> Physical Review Letters. 80, 3891-3894 (1998).</li>
<li>Bouwmeester, D., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Experimental+quantum+teleportation%5BTitle%5D)+AND+%22Nature%22%5BJournal%5D)">Experimental quantum teleportation.</a> Nature. 390, 575-579 (1997).</li>
<li>Armstrong, D. J., Alford, W. J., Raymond, T. D., Smith, A. V. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Absolute+measurement+of+the+effective+nonlinearities+of+KTP+and+BBO+crystals+by+optical+parametric+amplification%5BTitle%5D)+AND+%22Applied+Optics%22%5BJournal%5D)">Absolute measurement of the effective nonlinearities of KTP and BBO crystals by optical parametric amplification.</a> Applied Optics. 35, 2032-2040 (1996).</li>
<li>Shi, B. S., Tomita, A. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Generation+of+a+pulsed+polarization+entangled+photon+pair+using+a+Sagnac+interferometer%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+A%22%5BJournal%5D)">Generation of a pulsed polarization entangled photon pair using a Sagnac interferometer.</a> Physical Review A. 69, 013803(2004).</li>
<li>Kim, T., Fiorentino, M., Wong, F. N. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Phase-stable+source+of+polarization-entangled+photons+using+a+polarization+Sagnac+interferometer%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+A%22%5BJournal%5D)">Phase-stable source of polarization-entangled photons using a polarization Sagnac interferometer.</a> Physical Review A. 73, 012316(2006).</li>
<li>Steinlechner, F., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Efficient+heralding+of+polarization-entangled+photons+from+type-0+and+type-II+spontaneous+parametric+downconversion+in+periodically+poled+KTiOPO4%5BTitle%5D)+AND+%22Journal+of+the+Optical+Society+of+America+B%22%5BJournal%5D)">Efficient heralding of polarization-entangled photons from type-0 and type-II spontaneous parametric downconversion in periodically poled KTiOPO4.</a> Journal of the Optical Society of America B. 31, 2068(2014).</li>
<li>Steinlechner, F., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Phase-stable+source+of+polarization-entangled+photons+in+a+linear+double-pass+configuration%5BTitle%5D)+AND+%22Optics+Express%22%5BJournal%5D)">Phase-stable source of polarization-entangled photons in a linear double-pass configuration.</a> Optics Express. 21, 11943-11951 (2013).</li>
<li>Okano, M., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((0.54+resolution+two-photon+interference+with+dispersion+cancellation+for+quantum+optical+coherence+tomography%5BTitle%5D)+AND+%22Scientific+Reports%22%5BJournal%5D)">0.54 resolution two-photon interference with dispersion cancellation for quantum optical coherence tomography.</a> Scientific Reports. 5, 18042(2015).</li>
<li>Dayan, B., Pe'er, A., Friesem, A. A., Silberberg, Y. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Nonlinear+interactions+with+an+ultrahigh+flux+of+broadband+entangled+photons%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Nonlinear interactions with an ultrahigh flux of broadband entangled photons.</a> Physical Review Letters. 94, 043602(2005).</li>
<li>Nasr, M. B., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Ultrabroadband+biphotons+generated+via+chirped+quasi-phase-matched+optical+parametric+down-conversion%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Ultrabroadband biphotons generated via chirped quasi-phase-matched optical parametric down-conversion.</a> Physical Review Letters. 100, 183601(2008).</li>
<li>Giovannetti, V., Lloyd, S., Maccone, L., Wong, F. N. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Clock+synchronization+with+dispersion+cancellation%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Clock synchronization with dispersion cancellation.</a> Physical Review Letters. 87, 117902(2001).</li>
<li>Hofmann, H. F., Ren, C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Direct+observation+of+temporal+coherence+by+weak+projective+measurements+of+photon+arrival+time%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters+A%22%5BJournal%5D)">Direct observation of temporal coherence by weak projective measurements of photon arrival time.</a> Physical Review Letters A. 87, 062109(2013).</li>
<li>Mikhailova, Y. M., Volkov, P. A., Fedorov, M. V. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Biphoton+wave+packets+in+parametric+down-conversion%3A+Spectral+and+temporal+structure+and+degree+of+entanglement%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+A%22%5BJournal%5D)">Biphoton wave packets in parametric down-conversion: Spectral and temporal structure and degree of entanglement.</a> Physical Review A. 78, 062327(2008).</li>
<li>Jabir, M. V., Samanta, G. K. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Robust%2C+high+brightness%2C+degenerate+entangled+photon+source+at+room+temperature%5BTitle%5D)+AND+%22Scientific+Reports%22%5BJournal%5D)">Robust, high brightness, degenerate entangled photon source at room temperature.</a> Scientific Reports. 7, 12613(2017).</li>
<li>Terashima, H., Kobayashi, S., Tsubakiyama, T., Sanaka, K. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+interferometric+generation+of+polarization+entangled+photons%5BTitle%5D)+AND+%22Scientific+Reports%22%5BJournal%5D)">Quantum interferometric generation of polarization entangled photons.</a> Scientific Reports. 8, 15733(2018).</li>
<li>Altepeter, J. B., Jeffrey, E. R., Kwiat, P. G. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Photonic+state+tomography%5BTitle%5D)+AND+%22Advances+In+Atomic%2C+Molecular%2C+and+Optical+Physics%22%5BJournal%5D)">Photonic state tomography.</a> Advances In Atomic, Molecular, and Optical Physics. 52, 105-159 (2005).</li>
<li>Hong, C. K., Ou, Z. Y., Mandel, L. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Measurement+of+subpicosecond+time+intervals+between+two+photons+by+interference%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Measurement of subpicosecond time intervals between two photons by interference.</a> Physical Review Letters. 59, 2044-2046 (1987).</li>
<li>Hudson, A. J., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Coherence+of+an+Entangled+Exciton-Photon+State%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Coherence of an Entangled Exciton-Photon State.</a> Physical Review Letters. 99, 266802(2007).</li>
<li>Young, R. J., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Bell-Inequality+Violation+with+a+Triggered+Photon-Pair+Source%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Bell-Inequality Violation with a Triggered Photon-Pair Source.</a> Physical Review Letters. , 102(2009).</li>
</ol>

Die Autoren haben nichts zu verraten.

Der entscheidende Schritt innerhalb des Protokolls ist, wie die Genauigkeit der erzeugten Polarisation verwickeltphotonen zu maximieren. Die geschätzten Genauigkeits- und Glockenparameter sind derzeit begrenzt, vor allem, weil wir Multimode-Fasern verwendet haben, um die erzeugten verschränkten Photonen zu sammeln. Das Kippen von HWP1 wirkte sich auf den Höhenunterschied der raumbezogenen Modi zwischen den Photonen des ersten und zweiten SPDC aus und verursachte eine räumliche Diskrepanz am Ausgang des Sagnac-Interferometers. Bei Verwendung von Singlemode-Fasern, die den räumlichen Modus-überlappenden Bereich der generierten ersten und zweiten SPDC-Photonen herausfiltern, wird eine höhere Genauigkeit erwartet. Darüber hinaus wirkte sich der Birefrefringen-Effekt des ppKTP-Kristalls auf die Modus-Missverhältnis zwischen dem ersten und zweiten SPDC-Photonen aus. In Zukunft können wir die Parameter möglicherweise durch den Einsatz zusätzlicher Kompensationskristalle verbessern.
Die Bedeutung des Protokolls besteht darin, mehrere Eigenschaften gleichzeitig in Bezug auf die bestehende Methode zu realisieren. Die Quelle der Polarisation verstrickt Photonen mit dem Protokoll haben eine hohe Emissionsrate, sind degeneriert, haben eine Breitbandverteilung, und sind nach der Auswahl frei. Der charakteristische Vorteil des Protokolls beruht auf der mehrfachen Quanteninterferenz mittels eines Doppelpass-Polarisations-Sagnac-Interferometers. Das photonische System ermöglicht es, die große Erzeugungseffizienz von polarisationsverschränkten Photonen zu nutzen und degenerierte Photonenpaare in verschiedene optische Modi zu trennen, ohne dass eine Nachauswahl erforderlich ist. Das System der Hochleistungspolarisation verstricktphotonen photonen kann für neuartige photonische Quanteninformationstechnologien1,2,3,4angewendet werden.

Der verworene Zustand von Photonen hat großes Interesse an der Erforschung des lokalen Realismus in der Quantentheorie und neuartigen Anwendungen der Quantenkryptographie1, quantendichte Codierung2, Quantenrepeater3und Quanten Teleportation4. Die spontane parametrische Down-Conversion (SPDC) ist ein nichtlinearer Prozess zweiter Ordnung, der eingeführt wurde, um in den Polarisationszuständen direkt verschränkte Photonenpaare zu erzeugen. Aufgrund der jüngsten Entwicklung von Quasi-Phasen-Matching-Techniken sind die periodisch abgewobenen KTiOPO4 (ppKTP) und LiNbO3 (ppLN) zu einer Standardtechnik geworden5. Mehrere Arten von Verflechtungsquellen werden durch die Kombination dieser nichtlinearen Kristalle mit einem Sagnac Interferometer6,7,8entwickelt. Insbesondere das Schema mit orthogonal polarisierten Photonenpaaren, die von Typ-II-SPDC erhalten wurden, ermöglicht die Erzeugung bedingungsloser polarisierungsverschränkter Photonen und auch die Trennung von degenerierten Polarisations-verschränkten Photonenpaaren in verschiedene optische Modi ohne postselektive Erkennung7.
Im Gegensatz dazu hat Typ-0 SPDC den Vorteil einer einfachen Einrichtung und einem hohen Emissionsverhältnis von Photonenpaaren9. Darüber hinaus weisen die erzeugten Photonenpaare in Typ-0 SPDC eine viel breitere Bandbreite auf als die Photonen des Typs II SPDC. Die Gesamtproduktionsrate des Photonenpaares pro Pumpenleistung ist aufgrund der großen Bandbreite8um zwei Größenordnungen höher. Eine große Bandbreite korrelierter Photonenpaare ermöglicht eine sehr kurze Zufallszeit zwischen den erkannten Photonenpaaren. Diese Eigenschaft hat zu mehreren möglichen Anwendungen wie quantenoptische Kohärenztomographie10geführt, um ultrakurze zeitliche Korrelationen durch nichtlineare Wechselwirkungen mit dem Fluss der verwickelten Photonen11, Messtechnik zu erreichen Methoden mit dem sehr schmalen Eintauchen in Quanteninterferenzen12, Quantentaktsynchronisation13, Zeit-Frequenz-Verschränkungsmessung14und Multimode-Frequenzverschanglement15. Das Schema mit gewöhnlichem Typ-0 SPDC erfordert jedoch bedingte Erkennungsschemata6 oder Wellenlängenfilterung8 oder räumliche Filterung, um die erzeugten polarisationsgebundenen Photonen16zu trennen.
Wir haben ein Schema realisiert, das die Eigenschaften von Typ-0 und Typ-II SPDC gleichzeitig auf der Grundlage mehrerer Quanteninterferenzprozesse erfüllt17. Die Details des optischen Systems wurden beschrieben und experimentell verwendet, um die Parameter zu messen, die die erzeugten polarisationsverschränkten Photonen mit einer minimalen Anzahl experimenteller Daten charakterisieren.
Der Jones Vector des horizontalen (H) und vertikalen <img alt="Equation 1" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq1.jpg"> (V) Polarisationszustandes kann als und <img alt="Equation 2" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq2.jpg" style="font-size: 14px;"> geschrieben werden. Alle möglichen reinen Polarisationszustände sind aus kohärenten Überlagerungen dieser beiden Polarisationszustände konstruiert. Beispielsweise werden die Lichtdiagonale(D), Antidiagonal(A), Rechtskreis(R) und linkskreisförmige(L)-Licht durch folgende Stellen dargestellt:
<img alt="Equation 3" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq3.jpg" style="font-size: 14px; opacity: 0.9;">,
<img alt="Equation 4" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq4.jpg" style="font-size: 14px;">, (1)
<img alt="Equation 5" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq5.jpg" style="font-size: 14px;">und
<img alt="Equation 6" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq6.jpg" style="font-size: 14px;">,
H und V werden als geradlinige Polarisationsbasen bezeichnet. D und A werden als diagonale Polarisationsbasen bezeichnet. R und L werden als kreisförmige Polarisationsbasen bezeichnet. Diese reinen und auch gemischten Zustände der Polarisation können durch Dichtematrixen auf Basis der H- und V-Polarisationsbasen18dargestellt werden.
Das Funktionsprinzip der Regelung ist in Abbildung 1a-edargestellt. Der Laser wird in ein Polarisations-Sagnac-Interferometer injiziert, das aus einem Polarisationsstrahlsplitter (PBS), zwei Halbwellenplatten, die auf 45o (HWP1) und 22,5o (HWP2), einem ppKTP-Kristall, und Spiegeln eingestellt sind. Die Polarisationsoptik mit diesem Setup funktioniert sowohl für die Wellenlänge des Pumpenlaserfeldes als auch für nach unten konvertierte Photonen.
Die H-Komponente des Pumpenlasers durchläuft das PBS, wie in Abbildung 1a dargestellt, und Rundfahrten führen das Setup im Uhrzeigersinn (CW) durch. Die Polarisation des Pumpenlasers wurde durch HWP2 in den Diagonalzustand (D) umgedreht. Hier arbeitet die V-Komponente des Pumpenlasers für die Down-Conversion, und die erzeugten Photonen sind V-polarisiert mit Typ-0 SPDC. Der SPDC-Polarisationszustand erzeugter Photonenpaare kann wie ausfolgenden Folgenden dargestellt werden:
<img alt="Equation 7" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq7.jpg">.  (2)
Die nach unten konvertierten Photonenpaare werden durch den HWP1 auf 45o eingestellt, wie in Abbildung 1bdargestellt, und der Polarisationszustand wird:
<img alt="Equation 8" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq8.jpg" style="font-size: 14px;">. (3)
Der Pumpenlaserstrahl injizierte die invertierten Photonenpaare erneut in das ppKTP. Die erzeugten Photonenpaare aus dem zweiten SPDC sind sowohl V-polarisiert als auch mit den Vom ersten SPDC erzeugten Photonenpaaren für einen kollinearen optischen Modus, wie Abbildung 1cdargestellt. Der Polarisationszustand der Photonenpaare nach dem zweiten SPDC wird wie:
<img alt="Equation 9" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq9.jpg" style="font-size: 14px;">(4)
wobei <img alt="Equation 10" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq10.jpg"> die relative Phase zwischen dem Photonenpaar aus dem ersten und zweiten SPDC ist. Die Phase variiert nicht mit der Zeit, da sie durch die Materialdispersion des HWP1 zwischen dem Pumpenlaser und den nach unten konvertierten Photonen bestimmt und durch Kippen von HWP1 einstellbar wird. Der H(V)-Polarisationszustand der herunterkonvertierten Photonen wurde in Den Zustand A (D) umgedreht, wie in (1) dargestellt. Der Polarisationszustand des Ausgangsphotonenpaares von HWP2 wird wie:
<img alt="Equation 11" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq11.jpg">(5)
Wenn die <img alt="Equation 12" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq12.jpg" style="opacity: 0.9;"> Phase durch Kippen von HWP1 eingestellt wird, bleibt nur der erste Term des Zustands (5) wie in Abbildung 1ddargestellt. Dies ist der Quanteninterferenzprozess, der dem umgekehrten Hong-Ou-Mandel (HOM) Interferenzprozess der Polarisationsbasen19entspricht. Wenn das H-Photon durch PBS geht und das V-Photon durch PBS reflektiert wird, wird der <img alt="Equation 13" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq13.jpg" style="opacity: 0.9;"> Polarisationszustand der Ausgangsphotonenpaare von PBS wie für den optischen Modus1 und 2 dargestellt, wie in Abbildung 1edargestellt.
Umgekehrt wurde die V-Komponente des Pumpenlasers durch PBS reflektiert, wie in Abbildung 1f dargestellt, und rund in gegen den Uhrzeigersinn (CCW) ausgelöst. Durch ähnliche multiple Typ-0-SPDC-Prozesse und einheitliche Transformationen wird <img alt="Equation 14" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq14.jpg" style="opacity: 0.9;"> der Polarisationszustand der Ausgabe von PBS zu . Wenn der Polarisationszustand des Pumpenlasers diagonal (D) vorbereitet wurde, war die relative Phase zwischen H- und V-Komponenten des Pumpenlasers Null. Daher wird der Ausgangszustand der generierten Photonen aus CW- und CCW-Richtungen mit den gleichen Amplituden überlagert und wie:
<img alt="Equation 15" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq15.jpg">.  (6)
Der Ausgangszustand ist ein polarisationsgebundener Zustand, der als einer der Glockenzustände bekannt ist und kann mit den Polarisationsoptikelementen7in andere drei Zustände umgewandelt werden. Anhand der in (1) gezeigten Relation kann der Ausgangszustand <img alt="Equation 16" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq16.jpg" style="opacity: 0.9;"> durch diagonale Polarisationsbasen wie folgt dargestellt werden:
<img alt="Equation 17" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq17.jpg" style="opacity: 0.9;">und durch kreisförmige Polarisationsbasen wie: <img alt="Equation 18" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq18.jpg" style="opacity: 0.9;"> .

<table><tbody><tr><td>300mm Fous-Objektiv</td><td>Thorlabs. INC.</td><td>AC254-300-B</td><td></td></tr><tr><td>405nm LD</td><td>Digi-Key Elektronik</td><td>NV4V31SF-A-ND</td><td></td></tr><tr><td>Verzögerungsleitung</td><td>Ortec INC.</td><td>DB463</td><td></td></tr><tr><td>Dichroitischer Spiegel (DM)</td><td>Midwest Optical Systems INC.</td><td>SP650-25.4</td><td></td></tr><tr><td>Halbwellenplatte (HWP) für 405nm</td><td>Thorlabs. INC.</td><td>WPH05M-405</td><td></td></tr><tr><td>Halbwellenplatte (HWP) für Dual-Wellenlängen</td><td>Meadowlark Co.</td><td>DHHM-100-0405/0810?</td><td></td></tr><tr><td>Interferenzfilter (IF)</td><td>IDEX Health & Science, LLC</td><td>LL01-808-12.5</td><td></td></tr><tr><td>Mehrkanal-Analysator (MCA)</td><td>Ortec INC.</td><td>EASY-MCA-2K</td><td>MAESTRO-32 Software</td></tr><tr><td>Polarisationserhaltende Faser</td><td>Thorlabs.INC.</td><td>P1-405BPM-FC-1</td><td></td></tr><tr><td>Polarisator (POL)</td><td>Meadowlark Co.</td><td></td><td></td>G335743000</tr><tr><td>ppKTP Kristall</td><td>RAICOL CRYSTAL LTD.</td><td></td><td>Typ-0, Viertelwellenplatte (QWP) mit einer Periode von 3,425 Mikrometern</td></tr><tr><td>für 808 nm</td><td>Thorlabs. INC.</td><td>WPQ05M-808</td><td></td></tr><tr><td>Viertelwellenplatte (QWP) für 405nm</td><td>Thorlabs. INC.</td><td>WPQ05M-405</td><td></td></tr><tr><td>Retroreflektor</td><td>Newport Co.</td><td>U-BER 1-1S</td><td></td></tr><tr><td>Einzelphotonen-Zählmodul (SPCM)</td><td>Laser Cpmponents LTD.</td><td>Anzahl -100C-FC</td><td>FC mit Anschluss</td></tr> an <tr><td>den Zeit-Amplituden-Wandler (TAC)</td><td>Ortec INC.</td><td>567</td><td></td></tr></tbody></table> kg

ein photonisches system zur erzeugung bedingungsloser polarisations-verwirrter photonen basierend auf multipler quanteninterferenz

A Photonic System for Generating Unconditional Polarization-Entangled Photons Based on Multiple Quantum Interference

Wir präsentieren eine leistungsstarke Quelle von bedingungslosen Polarisations-verschränkten Photonen, die eine hohe Emissionsrate haben, eine Breitbandverteilung, degeneriert und nach der Auswahl frei sind. Die Eigenschaft der Quelle basiert auf dem Effekt der mehrfachen Quanteninterferenz mit einer Roundtrip-Konfiguration eines Sagnac-Interferometers. Die Quanteninterferenzeffekte ermöglichen es, die hohe Erzeugungseffizienz der polarisationsgebundenen Photonen zu nutzen, um parametrische Down-Conversion zu verarbeiten und degenerierte Photonenpaare ohne Nachauswahl in verschiedene optische Modi zu trennen. forderung. Das Prinzip des optischen Systems wurde beschrieben und experimentell verwendet, um die Genauigkeits- und Glockenparameter zu messen und auch die erzeugten polarisationsverschränkten Photonen aus mindestens sechs Kombinationen von Polarisationskorrelierten Daten zu charakterisieren. Die experimentell erhaltenen Treue- und Glockenparameter überschritten die klassische lokale Korrelationsgrenze und sind ein klarer Beweis für die Erzeugung bedingungsloser polarisierungsverwirrter Photonen.

Das optische System zur Erzeugung bedingungslos verschränkter Photonen für Polarisationszustände auf der Grundlage mehrerer Quanteninterferenzen und Detektionsschemata zur Schätzung der experimentellen Genauigkeit durch Polarisationskorrelation erzeugter Photonenpaare wurde diskutiert. Die geschätzte Genauigkeit der erzeugten Photonen überschritt die klassische lokale Korrelationsgrenze von 0,50. Die gemessenen Bell-Parameter überschritten die klassische Parametergrenze von 2 und verletzten die Bell-Ungleichheit. In diesem Papier wurden Koinzidenzmessungen aus mindestens sechs Kombinationen von Polarisationsbasen verwendet, um diese Parameter zu bewerten. Darüber hinaus ist es möglich, die Dichtematrix der erzeugten polarisationsverschränkten Photonen mittels Quantenzustandstomographie vollständig zu rekonstruieren, was Zufallsmessungen von 16 Kombinationen von Polarisationsbasenerfordert 18.
<img alt="Figure 1" class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig1.jpg"> Abbildung 1 : Schemat eines integrierten Doppelpass-Polarisations-Sagnac-Interferometers. (a) Die Erzeugung von Photonenpaaren nach der ersten spontanen parametrischen Down-Conversion (SPDC). (b) Polarisationsrotation der Photonenpaare durch eine Halbwellenplatte (HWP1). (c) Die Erzeugung von Photonenpaaren nach dem zweiten SPDC. (d) Die Quanteninterferenz zwischen Photonenpaaren des ersten und zweiten SPDC von HWP2. (e) Ausgabe-Photonenpaare, die im Uhrzeigersinn (CW) erzeugt werden. (f) Ausgangsphotonenpaare, die in Gegen-Uhrzeigersinn (CCW) hergestellt werden. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig1large.jpg" target="_blank">Bitte klicken Sie hier, um eine größere Version dieser Abbildung anzuzeigen.</a>
<img alt="Figure 2" class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig2.jpg"> Abbildung 2:Optisches Gesamtsystem zur Erzeugung bedingungsloser polarisationsverschränkter Photonen. Die erste Halbwellenplatte (HWP) und eine Viertelwellenplatte (QWP) werden verwendet, um den Polarisationszustand des Pumpenlasers durch polarisationserhaltende Glasfaser (PMF) einzustellen. Die Ausgabephotonen wurden durch Objektive, QWPs, Polarisatoren (POLs) und Interferenzfilter (IFs) in den Modi 1 und 2 geleitet und von den Single-Photon-Zählmodulen (SPCM) erkannt. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig2large.jpg" target="_blank">Bitte klicken Sie hier, um eine größere Version dieser Abbildung anzuzeigen.</a>
<img alt="Figure 3" class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig3.jpg"> Abbildung 3 : Gesamtkoinzidenzsystem für die erzeugten polarisationsverschränkten Photonen. Die elektrischen Signale des SPCM wurden verwendet, um das Signal des Zeit-Amplituden-Wandlers (TAC) über eine elektrische Verzögerungsleitung (Delay) zu starten und zu stoppen. Die pulshöhenverteilung aus der Zeitdifferenz wurde mit einem computergesteuerten (PC) Mehrkanalanalysator (MCA) analysiert. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig3large.jpg" target="_blank">Bitte klicken Sie hier, um eine größere Version dieser Abbildung anzuzeigen.</a>
<img alt="Figure 4" class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig4.jpg"> Abbildung 4 : Gemessene Zeitdifferenzverteilungen mit parallelen und orthogonalen Polarisatoreinstellungen. Die Kombinationen sind horizontale (H), vertikale (V), diagonale (D), Antidiagonale (A), rechts-kreisige (R) und links-kreisförmige (L) Polarisationsbasen. <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig4large.jpg" target="_blank">Bitte klicken Sie hier, um eine größere Version dieser Abbildung anzuzeigen.</a>

Wir beschreiben ein optisches System zur Erzeugung bedingungsloser polarisationsverwickelter Photonen, basierend auf mehreren Quanteninterferenzeffekten mit einem Detektionsschema, um die experimentelle Genauigkeit erzeugter verschränkter Photonen abzuschätzen.

Ein photonisches System zur Erzeugung bedingungsloser Polarisations-verwirrter Photonen basierend auf multipler Quanteninterferenz

We present a high-performance source of unconditional polarization-entangled photons that have a high-emission rate, a broadband distribution, are ...

Wir präsentieren ein leistungsstarkes photonisches System, das den Effekt mehrerer Quanteninterferenzen nutzt, um polarisationsverschränkte, degenerierte, nach der Auswahl freie Photonen mit hoher Emissionsrate bei großer Breitbandverteilung zu erzeugen. Unser Ansatz verwendet einen mehrfachen Reverse-Hong-Ou-Mandel-Interferenzprozess, um polarisationsverschränkte Photonen mit einer hohen Generationseffizienz und einer zuverlässigen Trennung von degenerierten Photonenpaaren in verschiedene optische Modi ohne Nachauswahl zu erzeugen. Schalten Sie zunächst eine Laserdiode ein und stellen Sie die Leistung auf einige Milliwatt ein.Bitte ein holographisches Gitter in etwa einem 45-Grad-Winkel in Bezug auf die Laserdiodenoberfläche, und stellen Sie den Winkel so lange ein, bis die Strahlintensität maximiert zu sein scheint. Als nächstes koppeln Sie den Laser mit einer polarisierenden optischen Faser. Richten Sie die Faser an einen Leistungsmesser, und stellen Sie die Kupplungsschrauben ein, um die Ausgangsleistung zu maximieren.Richten Sie den Laser durch einen Freiraumisolator. Legen Sie dann eine Halbwellenplatte und eine Viertelwellenplatte für 405-Nanometer Licht in den Weg des Strahls. Stellen Sie die Plattenwinkel ein, um den gewünschten Strahlpolarisationszustand zu erreichen.Als nächstes legen Sie einen Kurzpass-dichroitischen Spiegel und einen polarisierenden Balken-Splitter-Würfel in den Pfad des Balkens. Verwenden Sie einen regulären Spiegel, um den reflektierten s-polarisierten Strahl parallel zum übertragenen p-polarisierten Strahl zu lenken. Legen Sie einen Typ-Null-ppKTP-Kristall auf eine temperaturgeregelte Plattform, die im Pfad des Strahls montiert ist.Passen Sie die Plattform so lange an, bis die geteilten Strahlen durch den Kristall gehen. Passen Sie dann den Strahlteiler und die Spiegel an, bis sowohl die s- als auch die p-polarisierten Strahlen für einige Meter parallel sind. Verwenden Sie für diese Einstellung sowohl den 405-Nanometer-Pumpenlaser als auch einen 810-Nanometer-Referenzlaser.Als nächstes montieren Sie eine zweiwellige Halbwellenplatte auf beiden Seiten des ppKTP-Kristalls, senkrecht zum einfallenden Licht. Die Halbwellenplatte zwischen Strahlteiler und Kristall wurde im Voraus auf 22,5 Grad und die andere Platte auf 45 Grad eingestellt. Platzieren Sie dann einen Retroreflektor am Ende des Setups, um die nach unten umgewandelten Strahlen durch den ppKTP-Kristall und die 22,5-Grad-Halbwellenplatte zurück zu lenken.Positionieren Sie die 45-Grad-Halbwellenplatte so, dass nur der vom Strahlsplitter reflektierte einfeiner Strahl und der ausgehende Strahl von der anderen Seite durch ihn passieren. Stellen Sie sicher, dass beide ausgehenden Strahlen in den Strahlsplitter geleitet werden, um die Photonenstrahlen im Uhrzeigersinn und gegen den Uhrzeigersinn zu erzeugen. Platzieren Sie CCD-Kamerastrahlprofiler inline mit den Ausgangs-Photonenstrahlen.Passen Sie die Spiegel und den Retroreflektor so an, dass sich die Balkenpaare im Uhrzeigersinn und gegen den Uhrzeigersinn im gleichen raumräumlichen Modus befinden. Montieren Sie dann eine 300-Millimeter-Fokuslinse zwischen der Viertelwellenplatte und dem dichroitischen Spiegel. Positionieren Sie die Linse so, dass der Brennpunkt des Pumpenlaserstrahls um die Erzeugungsposition der zweiten Photonen-Down-Umwandlung im ppKTP-Kristall liegt.Entfernen Sie die Strahlprofiler, und platzieren Sie eine Viertelwellenplatte, einen Drahtgitterpolarisator und einen Interferenzfilter im Pfad jedes Ausgangsstrahls. Koppeln Sie die Strahlen mit Multimode-Fasern mit einer Kollimatorlinse. Platzieren Sie eine 300-Millimeter-Fokuslinse vor jeder Viertelwellenplatte, und fokussieren Sie die Ausgangsstrahlen auf die Kollimatoren.Verbinden Sie dann die Multimode-Fasern mit Single-Photon-Zählmodulen, die Siliziumlawinenphotodioden verwenden. Sobald das Setup vollständig montiert ist, schalten Sie den Referenzlaser aus, und schließen Sie den Diodenlaser wieder an. Schalten Sie die Raumbeleuchtung aus, und schließen Sie alle externen Lichter aus.Schalten Sie dann die Zählmodule ein, und zählen Sie die herunterkonvertierten Photonen. Passen Sie dann die Temperatur des ppKTP-Kristalls und den Neigungswinkel der 45-Grad-Halbwellenplatte an, um die Zählrate der nach unten konvertierten Photonen zu verbessern. Wiederholen Sie die Messungen und Anpassungen, bis die Zählrate maximiert ist.Stellen Sie vor der Messung die Winkel der Viertelwellenplatten und Polarisatoren für die Ausgangsstrahlen ein, um die gewünschte Polarisationsbasis für die Messung zu erreichen. Schließen Sie dann das Single-Photon-Zählmodul des vom dichroitischen Spiegel reflektierten Ausgangsstrahls an den Startsignaleingang eines Zeit-Zu-Amplituden-Wandlers an. Schließen Sie den anderen Strahl über eine elektrische Verzögerungsleitung an den Stoppsignaleingang an.Stellen Sie die Verzögerungszeit auf 50 Nanosekunden und den angezeigten Zeitbereich auf 100 Nanosekunden ein. Öffnen Sie die Gerätesoftware, stellen Sie die Messzeit auf 30 Sekunden ein, und starten Sie die Messung. Wenn die Messung abgeschlossen ist, zeichnen Sie die Pulshöhenverteilung auf.Wiederholen Sie die Messung mit mehreren Polarisationsbasiskombinationen, und identifizieren Sie ein Zufallszeitfenster basierend auf der zeitlichen Auflösung der Zählmodule. Integrieren Sie für jede Messung den Bereich unter dem Peak innerhalb des Zufallszeitfensters, um die Zufallszahlen zu schätzen. Berechnen Sie die Genauigkeits- und Glockenparameter, um zu bestätigen, dass das System polarisationsverschränkte Photonen erzeugt.Die Analyse von Koinzidenz-Erkennungsmessungen aus sechs Kombinationen von Polarisationsbasen bestätigte, dass das System polarisationsverschränkte Photonen erzeugen und erkennen konnte. Die Verstrickungstreue betrug 0,85 und übertraf damit die klassische lokale Korrelationsgrenze von 0,5. Die Korrelationen von den Grundlagen der Polarisierung überschritten alle die klassische Parametergrenze von zwei und verletzten die Bell-Ungleichheit.Unsere Methode ermöglicht die freie Trennung von degenerierten Photonenpaaren in verschiedene optische Modi, die für die spontane parametrische Down-Konvertierung vom Typ 2 charakteristisch sind, wobei die große Bandbreite und die hohe Effizienz der spontanen parametrischen Down-Konvertierung vom Typ Null erhalten bleiben. Diese Methode der Verwendung mehrerer Quanteninterferenzprozesse ist auch für die Anwendung von verschränkten Photonen durch die stimulierte Emission der spontanen parametrischen Down-Conversion nützlich. Durch die Einfachheit unseres Schemas können wir die polarisationsverschränkte Photonenerzeugungseffizienz weiter verbessern, indem wir das Pulslaserpumpen und die Wellenführungsstrukturen in nichtlinearen Kristallen modifizieren.Wir können auch Photonen im theorischen Wellenlängenband erzeugen, indem wir die Polierungszeit des Kristalls ändern. Unsere Technik verbessert die Gesamtproduktionsrate pro Einheit der Pumpe um zwei bis drei Größenordnungen, da die typfreie parametrische Down-Konvertierung vom Typ Null groß ist. Eine große Bandbreite korrelierter Photonenpaare ergibt eine sehr kurze Zufallzeit, die für den Einsatz in der quantenoptischen Kohärenztomographie und in vielen anderen Anwendungen große Aufmerksamkeit erregt hat.

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Ein photonisches System zur Erzeugung bedingungsloser Polarisations-verwirrter Photonen basierend auf multipler Quanteninterferenz (Video) | JoVE Journal

Ein photonisches System zur Erzeugung bedingungsloser Polarisations-verwirrter Photonen basierend auf multipler Quanteninterferenz

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