Name: Un sistema fotónico para generar fotones enredados de polarización incondicional basados en interferencias cuánticas múltiples (Video) | JoVE Journal
Uploaded: 2019-09-05T14:00:00.000+00:00
Duration: 7 s
Description: Aprende a generar fotones enredados de polarización sin post-selección mediante interferencias cuánticas múltiples. Este sistema fotónico de alto rendimiento alcanza una fidelidad de 0.85, superando los límites clásicos.

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Esta investigación fue apoyada por Research Foundation for Opto-Science and Technology, Japón. Agradecemos al Dr. Tomo Osada las útiles discusiones.

El procedimiento adoptado comprende cuatro etapas principales utilizando la configuración experimental global que se muestra en la Figura 2. La primera etapa fue la preparación del láser de la bomba para SPDC. En la segunda etapa, el interferómetro óptico - interferómetro De Sagnac fue construido utilizando un cristal no lineal y componentes de polarización óptica. El procedimiento de medición de coincidencias utilizando los componentes eléctricos que se muestran en la Figura 3 se describió en la tercera etapa. Por último, los datos de correlación de fotones reales que se muestran en la Figura 4 se utilizaron para estimar la fidelidad y los parámetros de Bell de los fotones enredados con polarización incondicional generados.
1. Configuración del láser de la bomba
<ol><li>Encienda el diodo láser de una sola frecuencia estabilizado por rejilla de 405 nm. Ajuste la potencia de salida a unos pocos mW reduciendo la corriente eléctrica de entrada al diodo láser y mediante filtros de densidad neutra.</li>
	<li>Construir una cavidad externa entre la superficie del diodo láser y la rejilla holográfica (3.600 mmn.o 1)para realizar una operación de una sola frecuencia conocida como espectrómetro. Coloque la rejilla holográfica alrededor de 45o contra la superficie del diodo láser y mueva lentamente el tornillo para ajustar el grado, y maximice la potencia de salida de la cavidad refiriéndose a la imagen del haz.</li>
	<li>Acople un láser a la fibra óptica de mantenimiento de polarización (PMF) para ejecutar una sola operación de modo espacial. Ajuste los tornillos del acoplador de fibra para maximizar la potencia de salida de PMF utilizando un medidor de potencia.</li>
	<li>Colisionar el láser de salida del PMF con una lente acoplador de fibra. Canalice el láser de salida a través de un isolator en el centro de la placa de media onda (HWP), una placa de cuarto de onda (QWP) y un espejo dicroico de paso corto (DM) como se muestra en la Figura 2. Con el fin de generar los fotones enredados de polarización con el estado como en (6), establezca el estado de polarización del láser de la bomba con diagonal (D) estableciendo el HWP en 22,5o, y QWP en 0o.</li>
</ol>2. Construcción de la configuración interferométrica
<ol><li>Coloque un espejo dicoico (DM), un espejo normal, un PBS y un cristal ppKTP con dimensiones: 10 mm de largo (eje xcristalográfico), 10 mm de ancho (ejey)y 1 mm de espesor (ejez)como se muestra en la Figura 2. El PBS opera tanto a la longitud de onda del láser (405 nm) como a la de los fotones convertidos hacia abajo (810 nm). El período de poling del cristal ppKTP <img alt="Equation 19" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq19.jpg"> es 3.425 que está diseñado para el SPDC de tipo 0 colineal con bomba láser de 405 nm y tiene un recubrimiento antirreflejo en ambas longitudes de onda.</li>
	<li>Ajuste el PBS y los espejos utilizando el láser de la bomba (405 nm) y un láser de referencia (810 nm). Dado que la longitud desde la entrada hasta la salida del interferómetro es de unos 600 mm, haga que la luz transmitida y reflejada de PBS sea paralela para más de 600 mm (deseable para unos pocos metros) para hacer coincidencias de modo espacial.</li>
	<li>Coloque HWP1 y HWP2 en la configuración. Funcionan a longitudes de onda de 405 nm y 810 nm. Ajuste los HWP para que sean perpendiculares a la luz incidente utilizando la luz reflejada de la superficie. Ajuste el ángulo de HWP1 a 45o y HWP2 a 22,5o
</li>
	<li>Coloque un retrorreflector en la configuración. Ajuste la posición del retrorreflector de modo que las vigas de referencia en el sentido de las agujas del reloj (CW) y en el sentido contrario a las agujas del reloj (CCW) estén en el mismo modo espacial. Coloque las cámaras de dispositivo acoplado a carga (CCD) en los modos 1 y 2 de la Figura 2 para referir las imágenes de perfilado de haz de la salida del interferómetro. Ajuste el espejo y el retrorreflector para que el modo espacial coincida haciendo referencia a las imágenes de perfilado en la cámara.</li>
	<li>Coloque una lente de enfoque entre QWP para láser y DM. Dado que la longitud desde la entrada hasta la salida del interferómetro es de unos 600 mm, seleccione una lente con una longitud de enfoque de 300 mm. Ajuste empíricamente el punto focal de la bomba láser de entrada para que no esté en el punto medio exacto del interferómetro, sino que esté alrededor de la generación pos ition del segundo SPDC para hacer la eficiencia de generación del mismo nivel de fotones convertidos hacia abajo entre el primer y el segundo SPDC.</li>
	<li>Quite la cámara CCD y coloque QWPs, polarizadores (POL), filtros de interferencia (IF) con un centro de 810 nm y ancho de banda de 3 nm en el modo 1 y 2 como se muestra en la Figura 2. Ajuste los elementos ópticos para que sean perpendiculares a la luz incidente utilizando la luz reflejada. Acople los rayos láser de referencia a las fibras multimodo utilizando acopladores de fibra para la detección.</li>
	<li>Coloque una lente de enfoque de 300 mm entre DM y QWP en el modo 1 y el modo 2. Haga que los rayos láser de referencia de salida colisionen para su detección.</li>
	<li>Conecte las fibras multimodo a los módulos de recuento de un solo fotón (SPCM) construidos a partir de fotodiodos de avalancha de silicio (Si). Apague el láser de referencia. Encienda los SPCM en una condición de cuarto oscuro y cuente los fotones convertidos hacia abajo.</li>
	<li>Ajuste la temperatura del cristal ppKTP montado en un controlador de temperatura haciendo referencia a las tasas de recuento de fotones convertidos hacia abajo. La temperatura adecuada es típicamente de 25-30 oC.</li>
	<li>Ajuste el ángulo de inclinación de HWP1 para maximizar las tasas de recuento de los fotones convertidos hacia abajo. Si las tasas de recuento son demasiado débiles, mida los recuentos sin los elementos ópticos en los modos 1 y 2.</li>
</ol>3. Procedimiento de medición del recuento de coincidencias
<ol><li>Seleccione las bases de polarización en los modos 1 y 2 para medir los fotones enredados entrelazados con polarización incidente utilizando PL y QWP como se muestra en la Figura 3. Para la medición del fotón incidente con la base H (V), establezca el QWP en 0o y el POL en 0o (90o). Para la medición del fotón incidente con la base D (A), establezca el QWP en 0o y el POL en 45o (-45o). Para la medición del fotón incidente con la base R (L), establezca el QWP en 45o (-45o) y el POL en 0o.</li>
	<li>Conecte la señal lógica transistor-transistor (TTL) generada desde el SPCM en el modo 2 a la entrada de señal de inicio de un convertidor de tiempo a amplitud (TAC), y la señal en el modo 1 a la entrada de señal de parada después de que haya pasado a través de la línea de retardo eléctrico (Retardo). Tac genera señales eléctricas de 0 a 10 V correspondientes al retardo de tiempo entre dos señales.<ol>
<li>En este experimento, establezca el retardo de tiempo st como 50 ns seleccionando los pines de línea de retardo. Fije la visualización del PC para mostrar el rango de tiempo 100 ns fijando el dial del TAC. Entonces el TAC genera las señales de 5 V como tiempo de retardo 50 ns dado por la línea de retardo eléctrica. Por lo tanto las señales de 5 V corresponden a las coincidencias en el tiempo de retardo 0 ns de los pulsos reales que vienen de los SPCM. Las coincidencias en 0 ns de tiempo de retardo aparecen en el centro del intervalo de tiempo de visualización como se muestra en la Figura 3.</li>
	</ol>
</li>
	<li>Haga clic en el botón de inicio del software, llamado MAESTRO-32, para medir la distribución de la altura del pulso y registrar la distribución con un analizador multicanal (MCA) controlado por ordenador (PC). En este experimento, fije el tiempo de medición del TAC para 30 s. Analice la distribución de la altura de los pulsos TAC de 0 a 10 V que correspondió a un tiempo de retardo de -50 a 50 ns entre los fotones incidentes y los SPCM por la configuración descrita en el paso 3.2.</li>
	<li>Después de registrar la distribución de la altura del pulso, obtenga los datos de distribución de la altura del pulso para varias bases de polarización como se muestra en la Figura 4. Seleccione la ventana de tiempo que se debe tener en cuenta para los recuentos de coincidencias para el análisis de los datos. Puesto que la anchura del pico del pulso está determinada por el tiempo de resolución del SPCM de 1 ns, la ventana de tiempo de coincidencia es necesaria para ser mayor que el tiempo de resolución.<ol>
<li>En este experimento, elija la ventana de tiempo de coincidencia para que sea 10 ns. Estimar los recuentos de coincidencias integrando el área de la ventana de tiempo.</li>
	</ol>
</li>
</ol>4. Procedimiento de estimación de los parámetros Fidelity y Bell
<ol><li>Determinar las correlaciones polarizadas de segundo orden y <img alt="Equation 21" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq21v2.jpg"> las correlaciones de segundo orden polarizadas cruzadas, <img alt="Equation 22" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq22v2.jpg"> donde <img alt="Equation 23" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq23v2.jpg"> se refiere a los estados de polarización H, D y R, y <img alt="Equation 24" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq24v2.jpg"> se refiere a los estados de polarización cruzada V, A y L. Obtener estos funciones dividiendo los <img alt="Equation 25" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq25v2.jpg"> recuentos de <img alt="Equation 26" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq26v2.jpg"> coincidencia medidos por el nivel de fondo. La Figura 4 muestra la distribución de altura de pulso realmente medida de la coincidencia cuenta con varias bases de polarización para 30s. NOTA: Por ejemplo, la coincidencia cuenta la <img alt="Equation 27" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq27v2.jpg"> base de polarización HH da recuento/30 s para la ventana de coincidencia 10 ns. El nivel medio del suelo trasero para la ventana de coincidencia se calcula como 4,3 conteo/30 s. Dado que las correlaciones <img alt="Equation 28" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq28v2.jpg"> de segundo orden son dadas por , las <img alt="Equation 29" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq29v2.jpg"> funciones de correlación de segundo orden polarizado con la base de polarización HH se convierte en . Del mismo modo, las funciones de correlación <img alt="Equation 31" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq31v2.jpg"> de segundo orden con otras bases <img alt="Equation 32" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq32v2.jpg"> de <img alt="Equation 33" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq33v2.jpg"> polarización se dan como: <img alt="Equation 30" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq30v2.jpg"> , y las funciones de correlación de segundo orden polarizadas cruzadas como: y .</li>
	<li>Determinar el grado de correlación de polarización entre dos fotones para tres bases de polarización definidas por20,21: <img alt="Equation 34" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq34v2.jpg">(7) donde <img alt="Equation 35" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq35v2.jpg"> se refiere a las bases de polarización de las bases rectilíneas (H y V), diagonales (D y A) y circulares (R y L). Las funciones de correlación de segundo orden medidas <img alt="Equation 36" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq36v2.jpg"> proporcionan <img alt="Equation 37" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq37v2.jpg"> el grado de cada base de polarización de la siguiente manera: , y .</li>
	<li>Determinar la fidelidad de los fotones enredados generados. Calcular la fidelidad del estado enredado por polarización con respecto al estado (6) en tres bases20,21: <img alt="Equation 38" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq38v2.jpg"> Los grados medidos <img alt="Equation 39" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq39v2.jpg"> de correlación de polarización fueron . El número superó el límite de correlación de polarización clásica de 0,50.</li>
	<li>Determine los parámetros de campana de los fotones enredados generados21. Calcular los parámetros a partir de las correlaciones de polarización de la siguiente manera 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"> Las bases medidas de <img alt="Equation 43" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq43v2.jpg"> correlación de polarización fueron . Estos números superan el límite de parámetros clásicos de 2 y violan la desigualdad de Bell.</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>

Los autores no tienen nada que revelar.

El paso crítico dentro del protocolo es cómo maximizar la fidelidad de los fotones enredados de polarización generados. La fidelidad estimada y los parámetros de Bell son actualmente limitados, principalmente porque utilizamos fibras multimodo para recoger los fotones enredados generados. La inclinación de HWP1 afectó a la diferencia de altura de los modos espaciales entre los fotones del primer y segundo SPDC y causó una discordancia de modo espacial en la salida del interferómetro Sagnac. Se espera que la fidelidad sea mayor cuando se utilizan fibras de modo único que filtran el área de superposición de modo espacial de los fotones SPDC primero y segundo generados. Además, el efecto de birefringencia del cristal ppKTP afectó a la discordancia de modo entre el primer y el segundo fotones SPDC. En el futuro, posiblemente podemos mejorar los parámetros mediante el uso de cristales de compensación adicionales.
La importancia del protocolo es realizar varias propiedades simultáneamente con respecto al método existente. La fuente de la polarización enredó fotones con el protocolo tienen una alta tasa de emisiones, son degenerados, tienen una distribución de banda ancha y son libres de post-selección. La ventaja característica del protocolo se basa en la interferencia cuántica múltiple utilizando un interferómetro Sagnac de polarización de doble pasada. El sistema fotónico permite utilizar la gran eficiencia de generación de fotones enredados de polarización y separar los pares de fotones degenerados en diferentes modos ópticos sin necesidad de postselección. El sistema de polarización de alto rendimiento enredado fotones se puede aplicar para nuevas tecnologías de información cuántica fotónica1,2,3,4.

El estado enredado de los fotones ha suscitado un considerable interés en el estudio del realismo local en la teoría cuántica y las aplicaciones novedosas de la criptografía cuántica1,la codificación cuántica densa2, el repetidor cuántico3y el cuántico teletransportación4. La conversión descendente paramétrica espontánea (SPDC) es un proceso no lineal de segundo orden que se ha introducido para producir directamente pares de fotones enredados en los estados de polarización. Debido al reciente desarrollo de técnicas de emparejamiento cuasi-fase, el KTiOPO 4 (ppKTP) y el LiNbO 3 (ppLN) periódicamente poled KTiOPO4 (ppKTP) y LiNbO3 (ppLN) se han convertido en una técnica estándar5. Varios tipos de fuentes de entrelazamiento se desarrollan combinando estos cristales no lineales con un interferómetro Sagnac6,7,8. En particular, el esquema con pares de fotones polarizados ortogonalmente obtenidos por SPDC tipo II permite generar fotones enredados con polarización incondicional y también pares de fotones desengizados por polarización degenerados en diferentes pares ópticos modos sin detección postselectiva7.
Por el contrario, el SPDC tipo 0 tiene la ventaja de una configuración simple y una relación de alta emisión de pares de fotones9. Además, los pares de fotones generados en SPDC tipo 0 muestran un ancho de banda mucho más amplio que los fotones del SPDC de tipo II. La tasa total de producción de par de fotones por unidad de potencia de la bomba es dos órdenes de magnitud mayor debido a su gran ancho de banda8. Un gran ancho de banda de pares de fotones correlacionados permite un tiempo de coincidencia muy corto entre los pares de fotones detectados. Esta propiedad ha dado lugar a varias aplicaciones potenciales como la tomografía de coherencia óptica cuántica10,para lograr correlaciones temporales ultracortas a través de interacciones no lineales con el flujo de fotones enredados11,metrología métodos que utilizan la inmersión muy estrecha en la interferencia cuántica12, sincronización de reloj cuántico13, medición de enredo de frecuencia de tiempo14y enredo de frecuencia multimodo15. Sin embargo, el esquema con SPDC de tipo 0 ordinario requiere esquemas de detección condicional6 o filtrado de longitud de onda8 o filtrado de modo espacial para separar los fotones enredados entrelazados por polarización generados16.
Nos dimos cuenta de un esquema que satisface las propiedades de tipo 0 y tipo II SPDC simultáneamente basado en múltiples procesos de interferencia cuántica17. Los detalles del sistema óptico fueron descritos y utilizados experimentalmente para medir los parámetros que caracterizan los fotones enredados de polarización generados utilizando un número mínimo de datos experimentales.
El vector Jones del estado de polarización horizontal (H) <img alt="Equation 1" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq1.jpg"> <img alt="Equation 2" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq2.jpg" style="font-size: 14px;"> y vertical (V) se puede escribir como y . Todos los estados de polarización pura posibles se construyen a partir de superposiciones coherentes de estos dos estados de polarización. Por ejemplo, la luz diagonal(D), anti-diagonal(A), circular derecha (R) y circular izquierda (L), respectivamente, están representadas por:
<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;">Y
<img alt="Equation 6" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq6.jpg" style="font-size: 14px;">,
H y V se denominan bases de polarización rectilínea. D y A se denominan bases de polarización diagonal. R y L se denominan bases de polarización circular. Estos estados puros y también mixtos de la polarización pueden ser representados por matrices de densidad basadas en las bases de polarización H y V18.
El principio de funcionamiento del esquema se muestra en la Figura 1a-e. El láser se inyecta en un interferómetro Sagnac de polarización compuesto por un divisor de haz polarizador (PBS), dos placas de media onda establecidas en 45o (HWP1) y 22,5o (HWP2), un cristal ppKTP y espejos. La óptica de polarización con esta configuración funciona tanto para la longitud de onda del campo láser de la bomba como para los fotones convertidos hacia abajo.
El componente H del láser de la bomba pasa a través del PBS como se muestra en la Figura 1a y los viajes de ida y vuelta de la configuración en el sentido de las agujas del reloj (CW). La polarización del láser de la bomba se invirtió en el estado diagonal (D) a través de HWP2. Aquí el componente V del láser de la bomba funciona para la conversión hacia abajo, y los fotones generados son V-polarizados con tipo-0 SPDC. El estado de polarización SPDC de los pares de fotones generados se puede representar como:
<img alt="Equation 7" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq7.jpg">.  (2)
Los pares de fotones convertidos hacia abajo se polarizan H a través del HWP1 fijado a 45o como se muestra en el cuadro 1b,y el estado de polarización se convierte en:
<img alt="Equation 8" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq8.jpg" style="font-size: 14px;">. (3)
El rayo láser de la bomba volvió a inyectar los pares de fotones invertidos en el ppKTP. Los pares de fotones generados del segundo SPDC son v polarizados y superpuestos con los pares de fotones generados por el primer SPDC para un modo óptico colineal como se muestra en la figura 1c. El estado de polarización de los pares de fotones después del segundo SPDC se representa como:
<img alt="Equation 9" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq9.jpg" style="font-size: 14px;">(4)
donde <img alt="Equation 10" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq10.jpg"> está la fase relativa entre el par de fotones del primer y segundo SPDC. La fase no varía con el tiempo porque está determinada por la dispersión del material del HWP1 entre el láser de la bomba y los fotones convertidos hacia abajo, y ajustable por la inclinación de HWP1. El estado de polarización H (V) de los fotones convertidos hacia abajo se invirtió al estado A (D) como se muestra en (1). El estado de polarización del par de fotones de salida de HWP2 se representa como:
<img alt="Equation 11" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq11.jpg">(5)
Cuando la <img alt="Equation 12" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq12.jpg" style="opacity: 0.9;"> fase se establece inclinando HWP1, sólo el primer término del estado (5) permanece como se muestra en la Figura 1d. Este es el proceso de interferencia cuántica que corresponde al proceso de interferencia inversa Hong-Ou-Mandel (HOM) de las bases de polarización19. Cuando el h-fotón pasa a través del PBS y el V-fotón es reflejado por el <img alt="Equation 13" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq13.jpg" style="opacity: 0.9;"> PBS, el estado de polarización de los pares del fotón de salida del PBS se representa en cuanto al modo óptico1 y 2 tal y como se muestra en del cuadro 1e.
Por el contrario, el componente en V del láser de la bomba fue reflejado por PBS como se muestra en la Figura 1f y se ha disparado en sentido contrario a las agujas del reloj (CCW). A través de procesos SPDC de tipo 0 similares y transformaciones unitarias, el estado de polarización de la salida de PBS se convierte <img alt="Equation 14" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq14.jpg" style="opacity: 0.9;"> en . Cuando el estado de polarización del láser de la bomba se preparó en estado diagonal (D), la fase relativa entre los componentes H y V del láser de la bomba era cero. Por lo tanto, el estado de salida de los fotones generados de las direcciones CW y CCW se superpone con las mismas amplitudes y se representa como:
<img alt="Equation 15" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq15.jpg">.  (6)
El estado de salida es un estado enredado de polarización conocido como uno de los estados Bell y se puede convertir a otros tres estados utilizando los elementos de la óptica de polarización7. Utilizando la relación mostrada en <img alt="Equation 16" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq16.jpg" style="opacity: 0.9;"> (1), el estado de salida se puede representar mediante bases de polarización diagonal como:
<img alt="Equation 17" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq17.jpg" style="opacity: 0.9;">y por bases de <img alt="Equation 18" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq18.jpg" style="opacity: 0.9;"> polarización circular como: .

<table><tbody><tr><td>Lente fous de 300 mm</td><td>Thorlabs. INC.</td><td>AC254-300-B</td><td></td></tr><tr><td>405nm LD</td><td>Digi-Key Electronics</td><td>NV4V31SF-A-ND</td><td></td></tr><tr><td>Línea de retardo</td><td>Ortec INC.</td><td>DB463</td><td></td></tr><tr><td>Espejo dicroico (DM)</td><td>Midwest Optical Systems INC.</td><td>SP650-25.4</td><td></td></tr><tr><td>Placa de media onda (HWP) para Thorlabs de 405 nm</td><td>. INC.</td><td>WPH05M-405</td><td></td></tr><tr><td>Placa de media onda (HWP) para longitudes de onda duales</td><td>Meadowlark Co.</td><td>DHHM-100-0405/0810?</td><td></td></tr><tr><td>Filtro de interferencias (IF)</td><td>IDEX Health & Science, LLC</td><td>LL01-808-12.5</td><td></td></tr><tr><td>Analizador multicanal (MCA)</td><td>Ortec INC.</td><td>Software EASY-MCA-2K</td><td>MAESTRO-32</td></tr><tr><td>Fibra que mantiene la polarización</td><td>Thorlabs. INC.</td><td>P1-405BPM-FC-1</td><td></td></tr><tr><td>Polarizador (POL)</td><td>Meadowlark Co.</td><td></td><td></td>G335743000</tr><tr><td>ppKTP cristal</td><td>RAICOL CRYSTAL LTD.</td><td></td><td>Tipo-0, placa de cuarto de onda (QWP) de período de 3.425 micras</td></tr><tr>para <td>Thorlabs de</td> <td>808 nm</td>. INC.<td>WPQ05M-808</td><td></td></tr><tr><td>Placa de cuarto de onda (QWP) para Thorlabs de 405 nm</td><td>. INC.</td><td>WPQ05M-405</td><td></td></tr><tr><td>Retrorreflector</td><td>Newport Co.</td><td>U-BER 1-1S</td><td></td></tr><tr><td>Módulo de conteo de fotón único (SPCM)</td><td>Laser Cpmponents LTD.</td><td>Conteo -100C-FC</td><td>FC conectando</td></tr><tr><td>Convertidor de tiempo a amplitud (TAC)</td><td>Ortec INC.</td><td>567</td><td></td></tr></tbody></table>

un sistema fotónico para generar fotones enredados de polarización incondicional basados en interferencias cuánticas múltiples

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

Presentamos una fuente de alto rendimiento de fotones entrelazados por polarización incondicional que tienen una alta tasa de emisiones, una distribución de banda ancha, son degenerados y sin postselección. La propiedad de la fuente se basa en el efecto de interferencia cuántica múltiple con una configuración de ida y vuelta de un interferómetro Sagnac. Los efectos de interferencia cuántica permiten utilizar la eficiencia de alta generación de los fotones enredados con polarización para procesar la conversión descendente paramétrica, y separar los pares de fotones degenerados en diferentes modos ópticos sin una selección posterior Requisito. El principio del sistema óptico fue descrito y utilizado experimentalmente para medir la fidelidad y los parámetros de Bell, y también para caracterizar los fotones con polarización generados a partir de un mínimo de seis combinaciones de datos correlacionados con polarización. La fidelidad obtenida experimentalmente y los parámetros Bell superaron el límite de correlación local clásica y son evidencia clara de la generación de fotones entrelazados con polarización incondicional.

Se discutió el sistema óptico para generar fotones entrelazados incondicionales para estados de polarización basados en múltiples interferencias cuánticas y esquemas de detección para estimar la fidelidad experimental por correlación de polarización de pares de fotones generados. La fidelidad estimada de los fotones generados superó el límite de correlación local clásica de 0,50. Los parámetros de Bell medidos superaron el límite de parámetros clásicos de 2 y violaron la desigualdad de Bell. En este documento, se utilizaron mediciones de coincidencia obtenidas de un mínimo de seis combinaciones de bases de polarización para evaluar estos parámetros. Además, es posible reconstruir completamente la matriz de densidad de los fotones enredados de polarización generados a través de la tomografía de estado cuántico, que requiere mediciones de coincidencia de 16 combinaciones de bases de polarización18.
<img alt="Figure 1" class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig1.jpg"> Figura 1 : Esquema de un interferómetro Sagnac polarización de doble pasada integrado. (a) La generación de pares de fotones después de la primera conversión descendente paramétrica espontánea (SPDC). (b) Rotación de polarización de los pares de fotones por una placa de media onda (HWP1). (c) La generación de pares de fotones después del segundo SPDC. (d) La interferencia cuántica entre los pares de fotones del primer y segundo SPDC por HWP2. (e) Los pares de fotones de salida producidos en el sentido de las agujas del reloj (CW). (f) Los pares de fotones de salida producidos en sentido contrario a las agujas del reloj (CCW). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig1large.jpg" target="_blank">Haga clic aquí para ver una versión más grande de esta figura.</a>
<img alt="Figure 2" class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig2.jpg"> Figura 2:Sistema óptico general para generar fotones enredados entrelazados con polarización incondicional. La primera placa de media onda (HWP) y una placa de cuarto de onda (QWP) se utilizan para establecer el estado de polarización del láser de la bomba que pasa a través de la fibra óptica (PMF) que mantiene la polarización. Los fotones de salida se pasaron a través de lentes, QWPs, polarizadores (POL) y filtros de interferencia (IF) en los modos 1 y 2, y fueron detectados por los módulos de conteo de fotones únicos (SPCM). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig2large.jpg" target="_blank">Haga clic aquí para ver una versión más grande de esta figura.</a>
<img alt="Figure 3" class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig3.jpg"> Figura 3 : Sistema general de detección de coincidencias para los fotones enredados con polarización generados. Las señales eléctricas del SPCM se utilizaron para iniciar y detener la señal del convertidor de tiempo a amplitud (TAC) a través de una línea de retardo eléctrico (Delay). La distribución de la altura del pulso obtenida de la diferencia de tiempo se analizó con un analizador multicanal (MCA) controlado por ordenador (PC). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig3large.jpg" target="_blank">Haga clic aquí para ver una versión más grande de esta figura.</a>
<img alt="Figure 4" class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig4.jpg"> Figura 4 : Distribuciones de diferencia de tiempo medidas con ajustes de polarizador paralelo y ortogonal. Las combinaciones son horizontales (H), verticales (V), diagonales (D), antidiagonales (A), circulares a la derecha (R) y bases de polarización circularizquierda izquierda (L). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig4large.jpg" target="_blank">Haga clic aquí para ver una versión más grande de esta figura.</a>

Describimos un sistema óptico para la generación de fotones enredados con polarización incondicional basado en múltiples efectos de interferencia cuántica con un esquema de detección para estimar la fidelidad experimental de los fotones enredados generados.

Un sistema fotónico para generar fotones enredados de polarización incondicional basados en interferencias cuánticas múltiples

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

Presentamos un sistema fotónico de alto rendimiento que aprovecha el efecto de interferencia cuántica múltiple para producir fotones libres de polarización, degenerados y post-selección a la alta tasa de emisión con una gran distribución de banda ancha. Nuestro enfoque utiliza un proceso de interferencia múltiple inversa Hong-Ou-Mandel para producir fotones enredados por polarización con una eficiencia de alta generación y una separación confiable de pares de fotones degenerados en diferentes modos ópticos sin post-selección. Para empezar, encienda un diodo láser y ajuste la potencia a unos pocos milivatios.Por favor, una rejilla holográfica en un ángulo de aproximadamente 45 grados con respecto a la superficie del diodo láser, y ajuste el ángulo hasta que la intensidad del haz parezca maximizarse. A continuación, acoplar el láser a una fibra óptica que mantiene la polarización. Dirija la fibra a un medidor de potencia y ajuste los tornillos del acoplador para maximizar la potencia de salida.Dirija el láser a través de un aislador de espacio libre. A continuación, coloque una placa de media onda y una placa de un cuarto de onda para una luz de 405 nanómetros en el camino del haz. Ajuste los ángulos de la placa para lograr el estado de polarización de haz deseado.A continuación, coloque un espejo dicroico de paso corto y un cubo divisor de haz polarizador en el camino de la viga. Utilice un espejo regular para dirigir el haz polarizado s reflejado paralelo al haz polarizado p transmitido. Coloque un cristal ppKTP tipo cero en una plataforma de temperatura controlada, montada en la trayectoria de la viga.Ajuste la plataforma hasta que las vigas divididas pasen a través del cristal. A continuación, ajuste el divisor de viga y los espejos hasta que las vigas polarizadas s y p sean paralelas durante unos metros. Utilice tanto el láser de bomba de 405 nanómetros como un láser de referencia de 810 nanómetros para este ajuste.A continuación, monte una placa de media onda de doble onda a cada lado del cristal ppKTP, perpendicular a la luz incidente. La placa de media onda entre el divisor de haz y el cristal se ha ajustado a 22,5 grados y la otra placa a 45 grados de antelación. A continuación, coloque un retrorreflector al final de la configuración para dirigir las vigas convertidas hacia abajo de nuevo a través del cristal ppKTP y la placa de media onda de 22,5 grados.Coloque la placa de media onda de 45 grados de modo que solo pase la viga de entrada reflejada desde el divisor de viga y la viga de salida desde el otro lado. Asegúrese de que ambas vigas de salida se dirijan al divisor de vigas para generar las vigas fonónicas en el sentido de las agujas del reloj y en el sentido contrario a las agujas del reloj. Coloque los perfiladores de haz de cámara CCD en línea con los haces de fotones de salida.Ajuste los espejos y el retrorreflector para que los pares de vigas en sentido horario y en sentido contrario a las agujas del reloj estén en los mismos modos espaciales. A continuación, monte una lente de enfoque de 300 milímetros entre la placa de cuarto de onda y el espejo dicroico. Coloque la lente de modo que el punto focal del rayo láser de la bomba esté alrededor de la posición de generación de la segunda conversión descendente de fotón en el cristal ppKTP.Retire los generadores de perfiles de viga y coloque una placa de cuarto de onda, un polarizador de rejilla de alambre y un filtro de interferencia en la trayectoria de cada haz de salida. Acoplar los haces a fibras multimodo con una lente de colimador. Coloque una lente de enfoque de 300 milímetros antes de cada placa de cuarto de onda y enfoque los haces de salida en los colimadores.A continuación, conecte las fibras multimodo a módulos de conteo de un solo fotón que utilizan fotodiodos de avalancha de silicio. Una vez que la configuración se ha montado completamente, apague el láser de referencia y vuelva a conectar el láser de diodo. Apague las luces de la habitación y excluya toda la luz externa.A continuación, active los módulos de recuento y cuente los fotones convertidos hacia abajo. A continuación, ajuste la temperatura del cristal ppKTP y el ángulo de inclinación de la placa de media onda de 45 grados para mejorar la velocidad de recuento de los fotones convertidos hacia abajo. Repita las mediciones y los ajustes hasta que se maximice la velocidad de recuento.Antes de la medición, establezca los ángulos de las placas de cuarto de onda y polarizadores para que los haces de salida alcancen la base de polarización deseada para la medición. A continuación, conecte el módulo de conteo de un solo fotón del haz de salida reflejado en el espejo dicroico a la entrada de señal de inicio de un convertidor de tiempo de amplitud. Conecte el otro haz a la entrada de señal de parada a través de una línea de retardo eléctrico.Establezca el tiempo de retardo en 50 nanosegundos y el intervalo de tiempo mostrado en 100 nanosegundos. Abra el software del instrumento, ajuste el tiempo de medición a 30 segundos e inicie la medición. Cuando finalice la medición, registre la distribución de la altura del pulso.Repita la medición con varias combinaciones de base de polarización e identifique una ventana de tiempo de coincidencia basada en la resolución temporal de los módulos de recuento. Para cada medición, integre el área bajo el pico dentro de la ventana de tiempo de coincidencia para estimar los recuentos de coincidencias. Calcule la fidelidad y los parámetros Bell para confirmar que el sistema está generando fotones entrelazados por polarización.El análisis de las mediciones de detección de coincidencias a partir de seis combinaciones de bases de polarización confirmó que el sistema podía generar y detectar fotones entrelazados por polarización. La fidelidad del enredo fue de 0,85, superando el límite de correlación local clásico de 0,5. Las correlaciones de las bases de polarización superaron el límite de parámetros clásicos de dos, violando la desigualdad de la campana.Nuestro método permite la separación libre posterior a la selección de pares de fotones degenerados en diferentes modos ópticos característicos de la conversión descendente paramétrica espontánea de tipo dos, manteniendo al mismo tiempo el gran ancho de banda y la alta eficiencia de la conversión descendente espontánea de tipo cero. Este método de uso de múltiples procesos de interferencia cuántica también es útil para la aplicación de fotones enredados a través de la emisión estimulada de la conversión descendente paramétrica espontánea. Debido a la simplicidad de nuestro esquema, podemos mejorar aún más la eficiencia de generación de fotones enredados por polarización mediante la modificación del bombeo láser de pulso y las estructuras de guía de onda en cristales no lineales.También podemos generar fotones en la banda de longitudes de onda teóricas cambiando el período de poling del cristal. Nuestra técnica mejora la tasa total de producción de pares de fotones por unidad de potencia de la bomba en dos o tres órdenes de magnitud, debido al gran ancho de banda de conversión descendente espontánea de tipo cero. Un gran ancho de banda de pares de fotones correlacionados da un tiempo de coincidencia muy corto, lo que ha atraído una atención considerable para su uso en la tomografía de coherencia óptica cuántica y en muchas otras aplicaciones.

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Investigación

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