Article de méthode

Génération et un contrôle cohérent des peignes de fréquence pulsée Quantum

9.2K vues

⸱

DOI :

10.3791/57517

⸱

8 juin 2018

 ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  ,  , 
1Institut National de la Recherche Scientifique - Centre Énergie, Matériaux et Télécommunications (INRS-EMT), 2School of Engineering, University of Glasgow, 3Department of Energy, Information Engineering and Mathematical Models, University of Palermo, 4School of Mathematical and Physical Sciences, University of Sussex, 5Department of Physics and Material Science, City University of Hong Kong, 6State Key Laboratory of Transient Optics and Photonics, Xi'an Institute of Optics and Precision Mechanics, Chinese Academy of Science, 7Centre for Micro Photonics, Swinburne University of Technology, 8Institute of Photonics, Department of Physics, University of Strathclyde, 9Institute of Fundamental and Frontier Sciences, University of Electronic Science and Technology of China, 10National Research University of Information Technologies, Mechanics and Optics

* These authors contributed equally

Dans cet article

Résumé

Un protocole est présenté pour la génération pratique et manipulation cohérente des États de photon de haute dimension fréquence-bin empêtré avec micro intégrés-cavités et composants de télécommunications standard, respectivement.

Résumé

Nous présentons une méthode pour la génération et la manipulation cohérente des peignes de fréquence pulsée quantum. Jusqu'à présent, leurs procédés de préparation des États de grande dimension sur puce de manière pratique ont reste vagues en raison de la complexité croissante des circuits quantiques nécessaires pour préparer et traiter ces États. Ici, nous exposons comment haut-dimensionnels, fréquence-bin enchevêtré, États de deux photons peuvent être générés à un rythme stable, forte génération en utilisant une excitation imbriqués-cavité, activement mode bloqué d’une micro-cavité non linéaire. Cette technique est utilisée pour produire des peignes de fréquence pulsée quantum. Par ailleurs, nous présentons comment les États quantiques peuvent être cohérente manipulé à l’aide de composants de télécommunications standard tels que filtres programmables et modulateurs électro-optiques. En particulier, nous montrons en détail comment accomplir les mesures de caractérisation État tels que la reconstruction de matrice de densité, la détection de la coïncidence et détermination du spectre de photon unique. Les méthodes présentées forment une base accessible, reconfigurable et évolutive pour les protocoles de préparation et la manipulation complexe état de grande dimension dans le domaine fréquentiel.

Introduction

Le contrôle des phénomènes quantiques ouvre la possibilité pour les nouvelles applications dans des domaines aussi variés que sûr quantum communications1, traitement quantique de détection3et2de l’information quantique puissant. Alors qu’une grande variété de plates-formes physiques sont activement recherchées pour les réalisations de quantum technologies4, optique des États quantiques sont candidats importants car ils peuvent montrer fois long cohérence et stabilité du bruit extérieur, excellent caractéristiques de transmission, ainsi que la compatibilité avec l’existant de télécommunications et des technologies de puce (CMOS) de silicium.

Pour pleinement réaliser le potentiel des photons de technologies quantiques, contenu de complexité et d’information État peut être augmenté par l’utilisation de plusieurs parties enchevêtrés ou haute-dimensionnalité. Cependant, la génération sur puce de ces États optiques manque de praticité car configurations sont compliquées, pas parfaitement évolutive ou de l’utilisent de composants hautement spécialisé. Plus précisément, chemin de grande dimension-intrication exige figure-introduction-1 sources identiques avec cohérence et excités et circuits élaborés de faisceau-diviseurs5 (où figure-introduction-2 est la dimensionnalité de l’État), tandis qu’a besoin de temps-enchevêtrement complexe interféromètres multi-bras6. Fait remarquable, le domaine fréquentiel est adapté pour la génération évolutive et le contrôle des États complexes, comme en témoigne sa récente exploitation quantique fréquence peignes (CFQ)7,8 en utilisant une combinaison d’optique intégrée et télécommunications infrastructures9et fournit un cadre prometteur pour les technologies de l’information quantique futurs.

QFCs sur puce sont générés à l’aide des effets optiques non linéaires dans les cavités-micro intégrées. À l’aide d’un tel micro-résonateur non linéaire, deux photons intriqués (remarqués que le signal et idler) sont produites par spontanée mélange à quatre ondes, par l’intermédiaire de l’anéantissement des deux photons d’excitation - avec la paire résultante générée dans une superposition de la cavité modes de fréquence de résonance espacées (Figure 1). S’il y a cohérence entre les modes de fréquences individuelles, un état de fréquence-bin empêtré est formé10, qui est souvent considéré comme un mode bloqué deux photons état11. Cette fonction d’onde État peut être désignée,

figure-introduction-3

Ici, figure-introduction-4 et figure-introduction-5 sont le galet tendeur de fréquence-monomode et signal composantes, respectivement, et figure-introduction-6 est l’amplitude de probabilité pour le figure-introduction-7 paire de mode signal-oisif - th.

Manifestations précédentes de sur puce QFCs soulignent leur polyvalence comme plates-formes d’information quantique viable et comprennent des peignes de photons corrélés12, les photons de polarisation croisée13, les photons intriqués14,15 , 16, multiphotonique déclare15et fréquence-bin empêtré États9,17. Ici, nous fournissons un aperçu détaillé de la plate-forme CFQ et un protocole pour la fréquence de grande dimension-bin empêtré contrôle et génération d’État optique.

Des applications quantiques futures, surtout ceux à être interfacé avec l’électronique à grande vitesse (pour le traitement de l’information en temps opportun), exigent la génération haut débit des États de photons de grande pureté dans une configuration compacte et stable. Nous utilisons un régime cavité activement mode bloqué, imbriqués pour produire QFCs dans les télécommunications à des bandes de fréquence S, C et L. Un anneau en micro est incorporé dans une plus grand laser pulsé cavité, avec gain optique (fourni par un amplificateur à fibre dopée à l’erbium, EDFA) filtrée pour correspondre à l’excitation de micro-anneau bande passante18. Mode de verrouillage est activement réalisé via électro-optiques modulation de la cavité pertes19. Un isolateur assure que la propagation des impulsions suit une direction unique. Le train d’impulsions qui en résulte a de bruit très faible moyenne quadratique (RMS) et présente des taux de redoublement accordable et pouvoirs de l’impulsion. Un filtre haute isolation sépare les photons émis des CFQ du champ d’excitation. Ces photons uniques sont ensuite guidés par l’intermédiaire de fibres pour la détection et de contrôle.

Notre projet est une étape vers un taux de production élevé, source CFQ de faible encombrement, comme tous les composants utilisés peuvent potentiellement être intégrés sur une puce photonique. En outre, excitation puisée est particulièrement bien adaptée pour des applications quantiques. Tout d’abord, en regardant une paire de micro-cavité résonances symétriques à l’excitation, il génère deux photons États où chaque photon est caractérisée par une fréquence unique mode – centrale quantique optique linéaire, calcul20. Ainsi, multiphotonique États peuvent être générés en se déplaçant à des régimes d’excitation puissance plus élevées et en sélectionnant plusieurs paires de signal-galet tendeur15. Deuxièmement, comme les photons sont émis dans les fenêtres de temps connue correspondant à l’excitation puisée, post-traitement et le déclenchement peuvent être implémentées pour améliorer la détection de l’État. Peut-être plus important encore, notre régime supporte des taux de génération haute des États de photons à l’aide de verrouillage de mode harmonique sans pour autant réduire le ratio de coïncidence à-accidentelle (voiture)-qui pourrait ouvrir la voie pour l’information quantique à grande vitesse, multicanal technologies.

Afin de démontrer l’impact et la faisabilité de la fréquentiel, contrôle des CFQ États doit être accomplie de manière ciblée, assurer des transformations très efficaces et la cohérence de l’État. Pour satisfaire ces exigences, nous utilisons des filtres programmables en cascade et modulateurs de phase – composants établies dans l’industrie des télécommunications. Filtres programmables peuvent servir à imposer une amplitude spectrale arbitraire et masque de phase sur les photons uniques, avec une résolution suffisante pour traiter chaque mode fréquence individuellement ; et modulateurs électro-optiques phase conduits par les générateurs de signaux radio-fréquence (RF) facilitent le mélange des composants de fréquence21.

L’aspect le plus important de ce régime de contrôle est qu’il fonctionne sur tous les modes de quantique des photons simultanément dans un seul mode spatial, à l’aide d’éléments de contrôle unique. Augmentant la dimensionnalité de l’état quantique ne conduira pas à une augmentation de la complexité de l’installation, contrairement aux régimes enchevêtrement chemin - ou temps-bin. Ainsi, tous les composants sont extérieurement reconfigurable (c'est-à-dire les opérations peuvent être modifiées sans modifier l’installation) et utiliser l’infrastructure de télécommunications existante. Ainsi, des développements actuels et à venir dans le domaine de traitement optique ultrarapide peuvent être transférées directement au contrôle évolutif des États quantiques dans l’avenir.

En résumé, l’exploitation de la fréquence-domaine de QFCs prend en charge la génération de taux élevé d’états quantiques complexes et leur contrôle et est donc bien adaptée pour le harnachement des États complexes vers les technologies quantiques pratique et évolutif.

Accès restreint. Veuillez vous connecter ou commencer un essai pour afficher ce contenu.

Protocole

1. génération de la fréquence High-dimensional-bin empêtré États par l’Excitation pulsée

  1. En suivant le schéma indiqué dans la Figure 2 (phase de génération), connectez chaque composant à l’aide maintenant la polarisation des fibres optiques (pour améliorer la stabilité environnementale).
  2. Connecter une alimentation sur le modulateur électro-optique amplitude et d’appliquer un décalage de tension CC, réglage de la valeur de décalage jusqu'à ce que la puissance optique transmise par son intermédiaire est réduit de moitié environ (mesuré à l’aide d’un wattmètre optique), par exemple., telle qu’un pic valeur de transmission de 2 mW est réduit de moitié à 1 mW.
  3. Mesurez la longueur approximative de cavité externe. Calculer l’espacement de mode à cavité externe à l’aide de la relation,
    figure-protocol-1
    où figure-protocol-2 est le mode de la cavité externe espacement, c est la vitesse de la lumière dans le vide, figure-protocol-3 est l’indice effectif de la moyenne de la cavité, et L est la longueur de la cavité externe. Par exemple, pour une cavité de 20 m composée de fibre avec un indice de réfraction effectif de 1,46, l’espacement de mode cavité approximative serait 10,2 MHz.
  4. Allumez l’EDFA pour initier l’activité du laser.
  5. Insérez la photodiode rapide dans le programme d’installation à l’attelage de la cavité ou autres ports de l’anneau. Connectez le signal de la photodiode à un oscilloscope pour observer l’intensité du champ de l’excitation dans le domaine temporel.
  6. Réglez la résolution de temps oscilloscope sur < 100 ps (via le bouton échelle horizontale) afin de résoudre les impulsions ns-échelle. À cette étape, sans le modulateur activé, la sortie sur l’oscilloscope montrera opération impulsion instable avec une faible qualité, train d’impulsions de bruit élevé.
  7. Connecter un générateur de fonctions au modulateur électro-optique amplitude. Réglez la fréquence de la sortie de générateur de fonction sur l’espacement de mode à cavité externe (approximative) se trouve au-dessus (ou une harmonique de celui-ci). Ce signal effectue le mode de verrouillage. Choisir soit une impulsion (rectangulaire) forme d’onde ou onde sinusoïdale d’amplitude modulation. Allumez l’appareil.
  8. Syntoniser la fréquence de générateur de fonction RF et DC offset pour optimiser et stabiliser la forme de train d’impulsions sur l’oscilloscope. Si un signal pulsé conduite sert, optimiser son rapport cyclique.
  9. Régler manuellement le gain EDFA pour réduire (ou augmenter) intensité des impulsions au régime où sont les propriétés des photons générés comme souhaité par l’utilisateur (voiture est une mesure utile ici - voir ci-dessous pour plus de détails sur sa mesure). Pour ce faire, comparez les histogrammes de coïncidence respectives générées par l’interface visuelle qui vient avec l’électronique de calendrier.
  10. Alimenter le canal de synchronisation calendrier électronique avec le signal de train d’impulsion (détectée par la photodiode) ou le signal de verrouillage de mode RF pour synchroniser les détecteurs de photon unique avec la génération de paire de photons.
  11. Pour augmenter le taux de production des QFCs, enfoncer le modulateur mode verrouillage en harmoniques supérieures de l’espacement de fréquence à cavité externe tout en augmentant simultanément le gain EDFA afin d’assurer la même puissance par impulsion — cela maintient le photon jumeler la voiture tout en augmenter le taux de production de paire (Figure 3). Pour ce faire, augmentez la fréquence de sortie de générateur de fonction et de gain EDFA respectivement.

2. contrôle de la fréquence High-dimensional-bin empêtré États

  1. En suivant le schéma indiqué dans la Figure 2 (phase de contrôle), connectez tous les composants à l’aide de fibres à maintien de polarisation. En commençant par le filtre dans le système de génération, se connecter en série le premier filtre programmable, modulateur de phase et second filtre programmable. Enfin, connectez les détecteurs de photon unique à des fins de mesure.
  2. Fonctionnement du filtre programmable
    Remarque : Selon la demande/mesure spécifique en cours, les paramètres de contrôle de la CFQ variera et les masques de phase et d’amplitude appliquées aux modes de fréquence doivent être déterminées en conséquence. Le masque d’amplitude peut servir à atténuer ou à bloquer certains modes de fréquence et le masque de phase peut donner un déphasage arbitraire sur chaque mode.
    1. Déterminer les masques nécessaires pour l’application/la mesure désirée.
    2. Par l’intermédiaire de l' interface visuelle de filtre programmable22, réglez l’amplitude des canaux mode fréquence désirée et atténuer toutes les autres.
    3. De même, appliquer le masque de phase (la phase appliquée aux canaux indésirables est sans importance, car ils sont entièrement atténués). Contrôler le filtre programmable avec une interface visuelle où les fréquences souhaitées sont sélectionnées.
  3. Opération de modulation de phase
    1. Modulation de phase, pilotée par un signal périodique, fendre chaque composante spectrale dans des bandes de côté espacés régulièrement par la fréquence du générateur de signaux qui est le moteur le modulateur de phase. Cela permet de mélanger plusieurs modes différents quantique fréquence, analogues avec faisceau-diviseurs spatiales dans les régimes de chemin-enchevêtrement. Dans le régime quantique, modulation de phase électro-optiques est considérée comme un quantum diffusion opération23.
    2. Déterminer les modes de fréquence cible (tributaire de figure-protocol-4 et le mesurage/traitement étant effectué) et calculer le modèle de tension (fréquence et amplitude pour un générateur de signal sinusoïdal) afin d’optimiser la direction désirée figure-protocol-5 valeurs (voir ci-dessous pour certains plus de détails sur cela).
    3. Connecter le générateur de signal à l’amplificateur RF à l’aide de câbles faible perte (comme les câbles SMC). Connectez la sortie de l’amplificateur RF pour le modulateur de phase, également à l’aide de câbles adéquats de RF. Une fois que toutes les extrémités de RF sont connectées et correctement terminées, biaiser l’amplificateur RF.
    4. Veiller à ce que l’amplificateur RF a puissance de sortie suffisant pour conduire le modulateur électro-optique phase avec une tension suffisante pour répondre aux conditions de mélange désirées — Voici l’ordre de plusieurs figure-protocol-6 (la tension de la demi-onde du modulateur de phase). Aussi, assurez-vous que les connecteurs et câbles RF sont adéquates pour la gamme de bande passante et la fréquence du signal conduite.
    5. Régler le générateur de signaux RF (qui est le moteur le modulateur de phase) à une fréquence qui dépasse les modes désirées avec les bandes latérales créées (e.g., 33 GHz).
    6. Allumez le générateur de signaux à mélanger les modes de fréquence.
    7. Pour vérifier que la modulation correcte est appliquée, envoyer un laser à onde continue par le modulateur de phase et vérifiez que le spectre de sortie correspond à la modulation prévue à l’aide d’un analyseur de spectre optique (les paramètres de modulation peuvent être encore optimisé, voir les notes).
      NOTE : Optimiser le mélange des modes de fréquence (détermination de la fréquence de fonctionnement optimal et l’amplitude) est fortement dépendante sur le schéma de mélange désiré, expérimentations en cours et dimensionnalité d’état figure-protocol-7 . Si possible, les systèmes de mélange devraient mélanger modes près le mode de fréquence initiale (à la basse-entier bandes latérales) pour accroître l’efficacité du mélange. Par exemple, si figure-protocol-8 , le mélange est recommandé de se produire à mi-chemin entre les modes deux fréquences (ainsi, la modulation de phase doit être conduite à une fréquence qui a un entier multiple égal à la moitié la fréquence du mode quantique exempt ou espacement Plage spectrale (FSR)). Toutefois, pour figure-protocol-9 , mélange est recommandé de se produire dans le mode de fréquence Centre (phase modulation devrait être conduite à une fréquence par un nombre entier égal multiples à la FSR). Par exemple, avec figure-protocol-10 et micro-cavité figure-protocol-11 GHz, la modulation de phase conduite signal est définie à 33,33 GHz tels que le figure-protocol-12 bande latérale des chevauchements avec les modes de fréquence voisine - tout en laissant aussi une intensité suffisante dans le centre mode de fréquence. Cela se traduit par le chevauchement des bandes latérales voisins modes figure-protocol-13 , figure-protocol-14 et figure-protocol-15 à la mode de fréquence Centre figure-protocol-16 . Figure 4 a visualise un exemple du processus de modulation et les coefficients de bande latérale. Chaque mode de fréquence subit la même modulation de phase et crée la même répartition de la bande latérale, mais centré sur le mode original de fréquence (Figure 4 a). Pour un mode de fréquence unique, les amplitudes de bande latérale sont calculés comme les coefficients d’une série de Fourier24,
      figure-protocol-17
      où figure-protocol-18 est l’amplitude transféré à la figure-protocol-19 latérale -th, figure-protocol-20 est la fréquence à laquelle le modulateur de phase est entraîné à, figure-protocol-21 est le modèle de modulation de phase (périodique avec fréquence figure-protocol-22 ), et figure-protocol-23 est le argument de la fonction de modulation périodique (figure-protocol-24). Pour un signal sinusoïdal de la conduite, figure-protocol-25 , les amplitudes de bandes latérales sont décrits par l’expansion de Jacobi-Anger,
      figure-protocol-26
      figure-protocol-27
      où figure-protocol-28 est le figure-protocol-29 ordre -e fonction de Bessel de première espèce évaluée à figure-protocol-30 et figure-protocol-31 est le déphasage maximum (où figure-protocol-32 est l’amplitude de la tension du signal conduite unique-ton).

3. le traitement de la fréquence High-dimensional-bin empêtré États

  1. Spectre de photon unique
    1. Insérer un détecteur de photon unique suivant le filtrage du champ excitation du CFQ, à la sortie d’un filtre programmable.
    2. Via le logiciel filtre programmable, balayer sur la bande passante de filtre entièrement programmable à l’aide d’un masque amplitude du filtre passe-bande étroit, mesurant les taux de comptage de photons en fonction de la fréquence. Par exemple, si un visuel/contrôle d’interface script de MATLAB est utilisé (ce qui est interfacé avec l’électronique de calendrier et de contrôle de filtre programmable), entrez les valeurs de bande passante du filtre désiré et étape numéro et cliquez sur « Exécuter ». Assurer des temps d’intégration suffisant pour obtenir le bon photon compte.
    3. Pour reconstituer le spectre de ces données, tracer (par exemple, à l’aide d’un script Matlab), le taux de comptage de photons contre la longueur d’onde correspondante (Centre du filtre passe-bande) où ils ont été acquis.
  2. Mesure de coincidences
    1. Pour effectuer une mesure de coincidences, fendu et router le signal et photons oisif pour séparer des détecteurs de photon unique. Si le filtre programmable possède plusieurs ports, utilisez-le pour effectuer la séparation. Sinon, insérez une division de longueur d’onde de dense multiplexeur (DWDM) avant les détecteurs monophotonique et utilisez-le pour acheminer les photons.
    2. Sélectionner un signal et une paire de galets tendeurs (par exemple, les raies de résonance deuxième en ce qui concerne la fréquence d’excitation, le signal-2 et le galet tendeur-2) en utilisant le programmable filtre (via l’interface du logiciel fourni) et les acheminer aux deux détecteurs de photon unique distinct. Par exemple, pour le logiciel WaveManager, cliquez sur le sous-menu Flexgrid, cliquez sur « Ajouter » et entrer dans le port de sortie et de longueur d’onde pour le canal sélectionné22.
    3. Enregistrer l’heure d’arrivée du signal et idlers photons en utilisant le convertisseur temps-numérique. Ces mesures, de calculer le délai entre les deux photons. Tracer un histogramme (par exemple, à l’aide d’un script Matlab) d’une coïncidence compte pour un temps de retard figure-protocol-33 entre le signal et idler — Ceci fournit une mesure de coincidences.
      NOTE : La métrique de voiture compare le nombre d’échelons de véritable coïncidence des paires de photons généré avec les comtes de coincidence accidentelle résultant de processus multiphotonique et comtes sombres.
    4. De la mesure calculée ci-dessus, enregistrer le nombre d’échelons dans le pic de centre (coïncidences découlant des photons produits dans la même impulsion, centrée autour du zéro retard, figure-protocol-34 ) — qui est la valeur d’une coïncidence.
    5. Enregistrer le nombre moyen des chefs d’accusation de chaque côté-PIC (coïncidences de photons produites en différentes impulsions, où figure-protocol-35 est un multiple de l’impulsion en train, c’est à dire., l’inverse de la fréquence de répétition d’impulsions), qui est la valeur accidentelle.
      NOTE : La voiture est tout simplement le rapport entre ces deux valeurs (valeur de valeur ou accidentelle de coïncidence).
  3. Reconstruction de matrice densité
    Remarque : Le processus de reconstruction de matrice densité dépend de plusieurs paramètres de l’état quantique : la dimensionnalité de photons, le nombre de photons, et quels modes sont mesurés. Le nombre de premières mesures requis est égal àfigure-protocol-36, oùfigure-protocol-37est la dimensionnalité etfigure-protocol-38est le nombre de photons. Ainsi, par exemple, une paire de deux photons avec une dimensionnalité dufigure-protocol-39Il faudra des 81 Mensurations. Ce protocole définira le processus général de reconstruction de matrice densité, avec des exemples pour une paire defigure-protocol-40photons de fréquence de mode.
    1. Déterminer un ensemble de vecteurs de base pour l’état souhaité et un ensemble de vecteurs de projection (voir ci-dessous pour plus d’informations sur la façon de choisir convenablement ces).
    2. Avec une mesure de coincidences, utilisez soit un filtre programmable ou un signal de voie DWDM et photons oisif pour séparer les détecteurs de photon unique.
    3. Via le logiciel de contrôle du filtre programmable, sélectionner les modes de fréquence désirée et atténuer toutes les autres. Régler la phase des valeurs de masque de réaliser chaque projection wavevector individuellement et d’enregistrer une mesure de coincidences. Il est important de laisser le même temps d’intégration entre les comtes de coïncidence de projection différente.
    4. À l’aide d’un script informatique personnalisé, calculer la matrice densité des photons utilisant les mesures de comptage coïncidence brute de chaque projection wavevector (voir ci-dessous pour les détails pertinents de calculs).
      Remarque : Lors de la détermination des vecteurs de base pour la mesure de la matrice densité, ils doivent répartir l’espace d’État. Dans le cas de l’exemple, les vecteurs de base sont
      figure-protocol-41
      Pour un état figure-protocol-42 , la matrice densité décrit l’état quantique,
      figure-protocol-43
      La matrice densité pour n’importe quel système physique réelle doit être une matrice hermitienne définie positive -, mais à cause du bruit, cela ne peut pas toujours être le cas. Dans le cas d’exemple avec la base choisie, le wavevector pour l’état idéal de fréquence-empêtré au maximum peut être représenté comme
      figure-protocol-44
      et donc, la matrice densité théorique serait :
      figure-protocol-45
      Mesures de projection sont faites sur une série de projection wavevectors, figure-protocol-46 . Comtes de coïncidence pour chaque projection sont donnés comme,
      figure-protocol-47
      où figure-protocol-48 est une constante (voir définition ci-dessous).
    5. Choisissez un ensemble orthogonal de figure-protocol-49 , normalisé des matrices, figure-protocol-50 , de sorte que
      figure-protocol-51
      où figure-protocol-52 est la trace, figure-protocol-53 est la dimension, figure-protocol-54 est le nombre de photons, et figure-protocol-55 est la fonction delta de Kronecker. Ces matrices peuvent être construits à l’aide de spécial unitaire SU (figure-protocol-56) groupes électrogènes (il y en a figure-protocol-57 ), ainsi que la matrice d’identité, par le biais de tous les possibles tenseur produit combinaisons25. Voir ci-dessous pour les matrices orthogonales de l’affaire de l’exemple.
    6. Reconstruire la matrice densité, figure-protocol-58 , par les relations suivantes,
      figure-protocol-59
      figure-protocol-60
      figure-protocol-61
      figure-protocol-62
      où figure-protocol-63 est le photon compte pour les figure-protocol-64 vecteur de projection -th, figure-protocol-65 sont les vecteurs de projection (voir étape suivante), où figure-protocol-66 et figure-protocol-67 sont calculées conformément à la définition de l’équation.
      Remarque : Wavevectors de Projection pour le cas de l’exemple sont,
      figure-protocol-68figure-protocol-69
      figure-protocol-70
      figure-protocol-71
      figure-protocol-72
      figure-protocol-73
      figure-protocol-74
      figure-protocol-75
      figure-protocol-76
      Expérimentalement, ces wavevectors sont réalisées en conférant une le décalage approprié sur chaque mode via le filtre programmable. Se référer à la précédente publication25 pour la discussion sur les vecteurs de la projection. L’ensemble orthogonal de matrices, figure-protocol-77 pour l’exemple de cas sont choisis tout d’abord en utilisant les générateurs de su (3) ainsi que la matrice d’identité,
      figure-protocol-78
      figure-protocol-79
      figure-protocol-80
      figure-protocol-81
      figure-protocol-82
      figure-protocol-83
      figure-protocol-84
      figure-protocol-85
      figure-protocol-86
      et sont calculés comme,
      figure-protocol-87
    7. Pour une discussion plus approfondie de la reconstruction de l’état de grande dimension, consultez Référence 25 25.

Accès restreint. Veuillez vous connecter ou commencer un essai pour afficher ce contenu.

Résultats

Le schéma décrit pour la génération et le contrôle des États de grande dimension fréquence-bin (basé sur l’excitation des cavités micro non linéaires, Figure 1) est montré dans la Figure 2. Cette configuration utilise les composants de télécommunications standard et est très flexible dans le taux de production de photons et les traitements appliqués. La figure 3 montre la caractérisation du régime gé...

Accès restreint. Veuillez vous connecter ou commencer un essai pour afficher ce contenu.

Discussion

Le domaine fréquentiel optique, via QFCs, est avantageux dans les applications quantique pour une multitude de raisons. Opérations sont globale, agissant sur tous les États en même temps, qui se traduit par un design qui n’évolue pas dans la taille ou la complexité comme les augmentations de dimensionnalité État. Ceci est renforcé car les composants peuvent être reconfiguré à la volée sans modifier la configuration et sont susceptibles d’être intégrés sur puce en exploitant existants et/ou de développement d’infrastructu...

Accès restreint. Veuillez vous connecter ou commencer un essai pour afficher ce contenu.

Remerciements

Nous remercions les idées techniques ; R. Helsten P. Kung de QPS Photronics pour l’aide et l’équipement de traitement ; ainsi que QuantumOpus et N. Bertone de composants optoélectroniques pour leur soutien et nous fournissant de l’équipement de détection de photon de l’état-of-the-art. Ce travail a été rendu possible par les sources de financement suivantes : Sciences naturelles et génie recherche Conseil du Canada (CRSNG) (Steacie, stratégique, découverte et les régimes de subventions accélération, études supérieures du Canada Vanier, USRA bourse) ; MITACS (IT06530) et PBEEE (207748) ; MESI PSR-SIIRI Initiative ; Programme Canada Research Chair ; Projets de découverte du Conseil de recherche australien (DP150104327) ; Recherche de Horizon 2020 de l’Union européenne et le programme d’innovation en vertu de la Marie Sklodowska-Curie accordent (656607) ; Programme CityU SRG-Fd (7004189) ; Programme de recherche stratégique prioritaire de l’Académie chinoise des Sciences (XDB24030300) ; Programme « personnes » (Actions Marie Curie) du Programme FP7 de l’Union européenne en vertu de la Convention de subvention REA INCIPIT (PIOF-GA-2013-625466) ; Gouvernement de la Fédération de Russie par le biais de l’ITMO Fellowship et programme de professorat (subvention 01 074-U) ; Programme de 1000 talents du Sichuan (Chine)

Accès restreint. Veuillez vous connecter ou commencer un essai pour afficher ce contenu.

Matériaux

Liste des matériaux utilisés dans cet article
NomEntrepriseNuméro de catalogueCommentaires
Système de détection monophotonique à nanofils supraconducteursQuantum OpusOpus One
Modulateur de phase électro-optiqueEO-SpaceModèle
Filtre programmableFinisar  ;WaveShaper 4000s
Électronique de synchronisationPicoQuantHydraHarp 400
Résonateur200 GHz FSR en verre à indice de réfraction élevé. Voir la réf. 24 pour plus de détails sur la plate-forme.
Amplificateur à fibre dopée à l’erbiumKeopsysPEFA-SP-C-PM-27-B202-FA-FA
Modulateur d’amplitude électro-optiqueOclaro  ;SD40
RF source de tonalitéRohde & SchwarzSMP 04
Amplificateur de tonalité RFRF-LambdaRFLUPA27G34GA
Générateur de fonctionsTetronixAFG 3251
IsolateurGeneral PhotonicsNISO-S-15-SS-FC/APF
OscilloscopeTetronix  ;
TDS5052B PhotodiodeFinisarXPDV 50 GHz
DWDMOptiWorksDWFUQUMD08BN
AlimentationMadellCA18303D
à faible perte à micro-anneau

Références

  1. Kimble, H. J. The quantum internet. Nature. 453 (7198), 1023-1030 (2008).
  2. Knill, E., Laflamme, R., Milburn, G. J. A scheme for efficient quantum computation with linear optics. Nature. 409 (6816), 46-52 (2001).
  3. Israel, Y., Rosen, S., Silberberg, Y. Supersensitive Polarization Microscopy Using NOON States of Light. Physical Review Letters. 112 (10), 103604(2014).
  4. Ladd, T. D., Jelezko, F., Laflamme, R., Nakamura, Y., Monroe, C., O'Brien, J. L. Quantum Computing. Nature. 464 (7285), 45-53 (2010).
  5. Schaeff, C., Polster, R., Lapkiewicz, R., Fickler, R., Ramelow, S., Zeilinger, A. Scalable fiber integrated source for higher-dimensional path-entangled photonic quNits. Optics Express. 20 (15), 16145(2012).
  6. Thew, R., Acin, A., Zbinden, H., Gisin, N. Experimental realization of entangled qutrits for quantum communication. Quantum Information and Computation. 4 (2), 93(2004).
  7. Pasquazi, A., et al. Micro-combs: A novel generation of optical sources. Physics Reports. , (2017).
  8. Caspani, L., et al. Multifrequency sources of quantum correlated photon pairs on-chip: a path toward integrated Quantum Frequency Combs. Nanophotonics. 5 (2), 351-362 (2016).
  9. Kues, M., et al. On-chip generation of high-dimensional entangled quantum states and their coherent control. Nature. 546 (7660), 622-626 (2017).
  10. Olislager, L., et al. Frequency-bin entangled photons. Physical Review A - Atomic, Molecular, and Optical Physics. 82 (1), 1-7 (2010).
  11. Lu, Y. J., Campbell, R. L., Ou, Z. Y. Mode-Locked Two-Photon States. Physical Review Letters. 91 (16), 1636021-1636024 (2003).
  12. Reimer, C., et al. Integrated frequency comb source of heralded single photons. Optics Express. 22 (6), 6535-6546 (2014).
  13. Reimer, C., et al. Cross-polarized photon-pair generation and bi-chromatically pumped optical parametric oscillation on a chip. Nature Communications. 6, 8236(2015).
  14. Grassani, D., et al. Micrometer-scale integrated silicon source of time-energy entangled photons. Optica. 2 (2), 88(2015).
  15. Reimer, C., et al. Generation of multiphoton entangled quantum states by means of integrated frequency combs. Science. 351 (6278), 1176-1180 (2016).
  16. Mazeas, F., et al. High-quality photonic entanglement for wavelength-multiplexed quantum communication based on a silicon chip. Optics Express. 24 (25), 28731(2016).
  17. Imany, P., et al. Demonstration of frequency-bin entanglement in an integrated optical microresonator. Conference on Lasers and Electro-Optics. 62 (19), JTh5B.3 (2017).
  18. Roztocki, P., et al. Practical system for the generation of pulsed quantum frequency combs. Optics Express. 25 (16), 18940(2017).
  19. Haus, H. A. Mode-locking of lasers. IEEE Journal on Selected Topics in Quantum Electronics. 6 (6), 1173-1185 (2000).
  20. Walmsley, I., Raymer, M. Toward Quantum-Information Processing with Photons. Science. 307, 1733-1735 (2005).
  21. Olislager, L., Woodhead, E., Phan Huy, K., Merolla, J. M., Emplit, P., Massar, S. Creating and manipulating entangled optical qubits in the frequency domain. Physical Review A - Atomic, Molecular, and Optical Physics. 89 (5), 1-8 (2014).
  22. Finisar WaveShaper Software. , Available from: https://www.finisar.com/optical-instrumentation (2018).
  23. Capmany, J., Fernández-Pousa, C. R. Quantum model for electro-optical phase modulation. Journal of the Optical Society of America B. 27 (6), A119(2010).
  24. Stocklin, F. Relative sideband amplitudes versus modulation index for common functions using frequency and phase modulation. , (1973).
  25. Thew, R. T., Nemoto, K., White, A. G., Munro, W. J. Qudit quantum-state tomography. , 1-6 (2002).
  26. Moss, D. J., Morandotti, R., Gaeta, A. L., Lipson, M. New CMOS-compatible platforms based on silicon nitride and Hydex for nonlinear optics. Nature Photonics. 7 (8), 597-607 (2013).
  27. Caspani, L., et al. Integrated sources of photon quantum states based on nonlinear optics. Light: Science & Applications. 6 (11), e17100(2017).
  28. Guo, X., Zou, C., Schuck, C., Jung, H., Cheng, R., Tang, H. X. Parametric down-conversion photon-pair source on a nanophotonic chip. Light: Science & Applications. 6 (5), e16249(2016).
  29. Jiang, W. C., Lu, X., Zhang, J., Painter, O., Lin, Q. Silicon-chip source of bright photon pairs. Optics Express. 23 (16), 20884(2015).
  30. Xiong, C., et al. Slow-light enhanced correlated photon pair generation in a silicon photonic crystal waveguide. Optics Letters. 36 (17), 3413(2011).
  31. Kumar, R., Ong, J. R., Savanier, M., Mookherjea, S. Controlling the spectrum of photons generated on a silicon nanophotonic chip. Nature communications. 5, 5489(2014).
  32. Shan, X., Cleland, D., Ellis, A. Stabilising Er fibre soliton laser with pulse phase locking. Electronics Letters. 28 (2), 182(1992).
  33. Shan, X., Spirit, D. M. Novel method to suppress noise in harmonically modelocked erbium fibre lasers. Electronics Letters. 29 (11), 979-981 (1993).
  34. Thoen, E. R., Grein, M. E., Koontz, E. M., Ippen, E. P., Haus, H. A., Kolodziejski, L. A. Stabilization of an active harmonically mode-locked fiber laser using two-photon absorption. Optics Letters. 25 (13), 948(2000).
  35. Harvey, G. T., Mollenauer, L. F. Harmonically mode-locked fiber ring laser with an internal Fabry-Perot stabilizer for soliton transmission. Optics Letters. 18 (2), 107(1993).
  36. Gee, S., Quinlan, F., Ozharar, S., Delfyett, P. J. Simultaneous optical comb frequency stabilization and super-mode noise suppression of harmonically mode-locked semiconductor ring laser using an intracavity etalon. IEEE Photonics Technology Letters. 17 (1), 199-201 (2005).
  37. Babazadeh, A., et al. High-Dimensional Single-Photon Quantum Gates: Concepts and Experiments. Physical Review Letters. 119 (18), 1-6 (2017).

Accès restreint. Veuillez vous connecter ou commencer un essai pour afficher ce contenu.

Réimpressions et autorisations

Demander l’autorisation de réutiliser le texte ou les figures de cet article JoVE

Demander une autorisation

Mots-clés

tats quantiques puls sintrication en bacs de fr quenceverrouillage de mode cavit s imbriqu esmicrocavit non lin airefiltres programmablesmodulateurs lectro optiquesreconstruction de la matrice de densitd tection de co ncidencesspectre photon unique

Articles connexes