Article de méthode

Un système photonique pour générer des photons enchevêtrés de polarisation inconditionnelle s'appuyant sur des interférences quantiques multiples

DOI :

10.3791/59705

⸱

5 septembre 2019

 ,  ,  ,  ,  ,  ,  , 
1Department of Physics, Tokyo University of Science

Dans cet article

Résumé

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Nous décrivons un système optique pour la génération de photons inconditionnels enmêlés de polarisation basé sur des effets d'interférence quantique multiples avec un système de détection pour estimer la fidélité expérimentale des photons enchevêtrés générés.

Résumé

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Nous présentons une source de haute performance de photons inconditionnels enmêlés de polarisation qui ont un taux d'émission élevé, une distribution à large bande, sont dégénérés et sans postsélection. La propriété de la source est basée sur l'effet d'interférence quantique multiple avec une configuration aller-retour d'un interféromètre Sagnac. Les effets d'interférence quantique permettent d'utiliser l'efficacité de production élevée des photons enchevêtrés pour traiter la conversion paramétrique vers le bas, et séparer les paires de photons dégénérés en différents modes optiques sans postsélection condition. Le principe du système optique a été décrit et utilisé expérimentalement pour mesurer la fidélité et les paramètres de Bell, et aussi pour caractériser les photons enchevêtrés de polarisation générées à partir d'un minimum de six combinaisons de données corrélées de polarisation. La fidélité obtenue expérimentalement et les paramètres de Bell ont dépassé la limite de corrélation locale classique et sont des preuves claires de la génération de photons inconditionnels enmêlés de polarisation.

Introduction

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

L'état enchevêtré des photons a suscité un intérêt considérable dans l'étude du réalisme local dans la théorie quantique et les applications nouvelles de la cryptographie quantique1, le codage quantique dense2, le répéteur quantique3, et quantique téléportation4. La conversion paramétrique spontanée (SPDC) est un processus non linéaire de second ordre qui a été introduit pour produire directement des paires de photons enchevêtrés dans les états de polarisation. En raison de l'évolution récente des techniques d'appariement quasi-phase, les KTiOPO4 (ppKTP) et LiNbO3 (ppLN) sont devenus une technique standard5. Plusieurs types de sources d'enchevêtrement sont développés en combinant ces cristaux non linéaires avec un interféromètre Sagnac6,7,8. En particulier, le schéma avec des paires de photons orthogonally polarisés obtenues par type-II SPDC permet de générer des photons inconditionnels enmêlés de polarisation et sépare également les paires de photons dégénérés en mêlés à différentes optiques modes sans détection postsélective7.

En revanche, type-0 SPDC a l'avantage d'une configuration simple et un rapport d'émission élevé de paires dephotons 9. En outre, les paires de photons générés dans le type-0 SPDC montrent une bande passante beaucoup plus large que les photons de type II SPDC. Le taux de production total de photon-paire par unité de puissance de pompe est deux ordres de grandeur plus élevé en raison de sa large bande passante8. Une large bande passante de paires de photons corrélés permet un temps de coïncidence très court entre les paires de photons détectés. Cette propriété a conduit à plusieurs applications potentielles telles que la tomographie de cohérence optique quantique10, pour atteindre des corrélations temporelles ultracourtes par des interactions non linéaires avec le flux de photons enchevêtrés11, métrologie méthodes utilisant la trempette très étroite dans l'interférence quantique12,synchronisation d'horloge quantique13,mesure d'enchevêtrement de temps-fréquence14,et enchevêtrement de fréquence de multimode15. Cependant, le schéma avec le type ordinaire-0 SPDC exige des systèmes de détection conditionnelle6 ou le filtrage de longueur d'onde8 ou le filtrage en mode spatial pour séparer les photons générés polarisation-enchevêtrés16.

Nous avons réalisé un schéma qui satisfait les propriétés de type-0 et type II SPDC simultanément basé sur plusieurs processus d'interférence quantique17. Les détails du système optique ont été décrits et utilisés expérimentalement pour mesurer les paramètres qui caractérisent les photons enchevêtrés de polarisation générée à l'aide d'un nombre minimum de données expérimentales.

Le vecteur Jones de l'état de polarisation horizontale (H) et verticale (V) peut être écrit comme figure-introduction-1 et figure-introduction-2 . Tous les états de polarisation pure possible sont construits à partir de superpositions cohérentes de ces deux états de polarisation. Par exemple, la lumière diagonale(D), antidiagonale(A), circulaire à droite(R) et la lumière circulaire gauche(L), respectivement, sont représentées par :

figure-introduction-3,

figure-introduction-4, (1)

figure-introduction-5et

figure-introduction-6,

H et V sont appelés les bases de polarisation rectiligne. D et A sont appelés les bases de polarisation diagonale. R et L sont appelés les bases de polarisation circulaire. Ces états purs et également mixtes de la polarisation peuvent être représentés par des matrices de densité basées sur les bases de polarisation H et V18.

Le principe de fonctionnement du régime est indiqué à la figure 1a-e. Le laser est injecté dans un interféromètre Sagnac polarisant composé d'un séparateur de faisceau polarisant (PBS), de deux plaques à demi-ondes fixées à 45o (HWP1) et 22,5o (HWP2), un cristal ppKTP, et des miroirs. L'optique de polarisation avec ce travail d'configuration pour la longueur d'onde du champ laser de pompe et les photons down-converted.

Le composant H du laser de la pompe passe à travers le PBS comme le montre la figure 1a et les allers-retours de la configuration dans le sens des aiguilles d'une montre (CW). La polarisation du laser de pompe a été inversée à l'état diagonal (D) par HWP2. Ici, le composant V du laser de pompe fonctionne pour la conversion vers le bas, et les photons générés sont V-polarisés avec le type-0 SPDC. L'état de polarisation SPDC des paires de photons générés peut être représenté comme :

figure-introduction-7.  (2)

Les paires de photons converties vers le bas sont H-polarisées par le HWP1 réglé à 45o comme indiqué dans la figure 1b, et l'état de polarisation devient :

figure-introduction-8. (3)

Le faisceau laser de pompe a de nouveau injecté les paires inversées de photon dans le ppKTP. Les paires de photons générés du deuxième SPDC sont à la fois Polarisées en V et superposées avec les paires de photons générées par le premier SPDC pour un mode optique collinear comme indiqué Figure 1c. L'état de polarisation des paires de photons après le deuxième SPDC est représenté comme :

figure-introduction-9(4)

où figure-introduction-10 se trouve la phase relative entre la paire de photons de la première et la deuxième SPDC. La phase ne varie pas avec le temps parce qu'elle est déterminée par la dispersion du matériau du HWP1 entre le laser de la pompe et les photons convertis vers le bas, et réglable en inclinant HWP1. L'état de polarisation H (V) des photons convertis vers le bas a été inversé à l'état A (D) comme indiqué dans (1). L'état de polarisation de la paire de photons de sortie de HWP2 est représenté comme :

figure-introduction-11(5)

Lorsque la figure-introduction-12 phase est fixée en inclinant HWP1, seul le premier terme de l'état (5) reste comme indiqué dans la figure 1d. Il s'agit du processus d'interférence quantique qui correspond au processus d'interférence inverse de Hong-Ou-Mandel (CDM) des bases de polarisation19. Lorsque le photon H passe par PBS et que le v-photon est reflété par PBS, l'état figure-introduction-13 de polarisation des paires de photons de sortie de PBS est représenté comme pour le mode optique1 et 2 comme le montre la figure 1e.

Inversement, le composant V du laser de la pompe a été reflété par PBS comme indiqué dans la figure 1f et rond trébuché dans le sens inverse des aiguilles d'une montre (CCW). Grâce à des processus SPDC de type 0 similaires et à des transformations figure-introduction-14 unitaires, l'état de polarisation de la sortie de PBS devient . Lorsque l'état de polarisation du laser de la pompe a été préparé en diagonale (D), la phase relative entre les composants H et V du laser de la pompe était nulle. Par conséquent, l'état de sortie des photons générés à partir des directions CW et CCW sont superposés avec les mêmes amplitudes et représentés comme :

figure-introduction-15.  (6)

L'état de sortie est un état de polarisation enchevêtré connu sous le nom d'un des États Bell et peut être converti à d'autres trois États en utilisant les éléments d'optique de polarisation7. En utilisant la relation indiquée figure-introduction-16 dans (1), l'état de sortie peut être représenté par des bases de polarisation diagonale comme :

figure-introduction-17et par des bases figure-introduction-18 de polarisation circulaire s'inscrivant comme : .

Protocole

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

La procédure adoptée comprend quatre étapes principales à l'aide de la configuration expérimentale globale présentée à la figure 2. La première étape a été la préparation du laser de pompe pour SPDC. Dans la deuxième étape, l'interféromètre optique - Interféromètre Sagnac a été construit à l'aide d'un cristal non linéaire et des composants de polarisation optique. La procédure de mesure de coïncidence utilisant les composants électriques indiqués dans la figure 3 a été décrite dans la troisième étape. Enfin, les données réelles de corrélation du photon présentées à la figure 4 ont été utilisées pour estimer les paramètres de fidélité et de Bell des photons enchevêtrés non conditionnels générés.

1. Configuration du laser de pompe

  1. Allumez la diode laser à fréquence unique stabilisée de 405 nm. Ajuster la puissance de sortie à quelques mW en réduisant le courant électrique d'entrée à la diode laser et par des filtres de densité neutre.
  2. Construire une cavité externe entre la surface de la diode laser et la grille holographique (3 600 mm1) pour réaliser une opération à fréquence unique appelée spectromètre. Placez la grille holographique d'environ 45o contre la surface de la diode laser et déplacez lentement la vis pour ajuster le degré, et maximiser la puissance de sortie de la cavité en se référant à l'image du faisceau.
  3. Associez un laser à la fibre optique de polarisation (PMF) pour exécuter une seule opération en mode spatial. Ajustez les vis de coupleur de fibre pour maximiser la puissance de sortie de PMF à l'aide d'un compteur de puissance.
  4. Collimate le laser de sortie de la PMF avec une lentille de coupleur de fibres. Canalisez le laser de sortie à travers un isolateur dans le centre de la plaque demi-onde (HWP), une plaque de quart d'onde (QWP), et un miroir dichroïque à courte passe (DM) comme le montre la figure 2. Dans le but de générer les photons enchevêtrés de polarisation avec l'état comme dans (6), définir l'état de polarisation du laser de pompe avec diagonale (D) en réglant le HWP à 22,5o, et QWP à 0o.

2. Construction de la configuration interférométrique

  1. Placez un miroir dichroïque (DM), un miroir régulier, un PBS, et un cristal ppKTP avec des dimensions : 10 mm de long (axe x-cristallographie), 10 mm de large (axey),et 1 mm d'épaisseur (axez)comme le montre la figure 2. Le PBS fonctionne à la fois à la longueur d'onde du laser (405 nm) et à celle des photons convertis vers le bas (810 nm). La période de poling du cristal ppKTP figure-protocol-1 est de 3.425 qui est conçu pour le type collinear-0 SPDC avec pompe laser de 405 nm et a un revêtement anti-réflexion aux deux longueurs d'onde.
  2. Ajuster le PBS et les miroirs à l'aide du laser à pompe (405 nm) et d'un laser de référence (810 nm). Étant donné que la longueur de l'entrée à la sortie de l'interféromètre est d'environ 600 mm, faire la lumière transmise et réfléchie de PBS parallèle pour plus de 600 mm (souhaitable pour quelques mètres) pour faire des correspondances de mode spatial.
  3. Placez HWP1 et HWP2 dans la configuration. Ils fonctionnent à la fois 405 nm et 810 nm longueurs d'onde. Ajustez les HWP pour qu'ils soient perpendiculaires à la lumière incidente à l'aide de la lumière réfléchie de la surface. Définir l'angle de HWP1 à 45o et HWP2 à 22,5o
  4. Placez un rétroréflecteur dans la configuration. Ajustez la position du rétroréflecteur de telle sorte que les faisceaux de référence dans le sens des aiguilles d'une montre (CW) et dans le sens inverse des aiguilles d'une montre (CCW) sont sur le même mode spatial. Placez les caméras couplées à la charge (CCD) sur les modes 1 et 2 de la figure 2 pour renvoyer les images de profilage du faisceau à partir de la sortie de l'interféromètre. Ajustez le miroir et le rétroréversateur pour faire correspondre le mode spatial en référant les images de profilage sur la caméra.
  5. Placez une lentille de mise au point entre QWP pour laser et DM. Puisque la longueur de l'entrée à la sortie de l'interféromètre est d'environ 600 mm, sélectionnez une lentille avec une longueur de mise au point de 300 mm. Empiriquement définir le point focal de la pompe laser d'entrée pour ne pas être sur le point médian exact de l'interféromètre, mais d'être autour de la génération pos ition du deuxième SPDC faire l'efficacité de génération de même niveau des photons down-converted entre le premier et le deuxième SPDC.
  6. Retirez la caméra CCD et placez les QWPs, les polarisateurs (POL), les filtres de brouillage (FI) avec un centre de 810 nm et une bande passante de 3 nm dans les modes 1 et 2 comme le montre la figure 2. Ajustez les éléments optiques pour qu'ils soient perpendiculaires à la lumière incidente à l'aide de la lumière réfléchie. Coupler les faisceaux laser de référence aux fibres multimode à l'aide de coupleurs de fibres pour la détection.
  7. Placez une lentille de mise au point de 300 mm entre DM et QWP en mode 1 et mode 2. Faire les faisceaux laser de référence de sortie pour collimate pour la détection.
  8. Connectez les fibres multimode aux modules de comptage monophoton (SPCM) construits à partir de photodiodes d'avalanche de silicium (Si). Éteignez le laser de référence. Allumez les SPCM dans un état de chambre noire, et comptez les photons convertis à dubas.
  9. Ajuster la température du cristal ppKTP monté sur un contrôleur de température en faisant référence aux taux de comptage des photons convertis à l'envers. La température appropriée est généralement de 25-30 oC.
  10. Ajustez l'angle d'inclinaison de HWP1 pour maximiser les taux de comptage des photons convertis vers le bas. Si les taux de comptage sont trop faibles, mesurez les comptes sans les éléments optiques dans les modes 1 et 2.

3. Procédure de mesure du nombre de coïncidences

  1. Sélectionnez les bases de polarisation dans les modes 1 et 2 pour mesurer les photons enchevêtrés de polarisation incidente à l'aide de POL et de QWPs comme indiqué à la figure 3. Pour la mesure du photon incident avec h (V) base, définir le QWP à 0o et le POL à 0o (90o). Pour la mesure du photon incident avec la base D (A), régler le QWP à 0o et le POL à 45o (-45o). Pour la mesure du photon incident avec la base R (L), définir le QWP à 45o (-45o) et le POL à 0o.
  2. Connectez le signal de logique transistor-transistor (TTL) généré par le SPCM en mode 2 à l'entrée du signal de démarrage d'un convertisseur de temps à l'amplitude (TAC), et le signal en mode 1 à l'entrée du signal d'arrêt après qu'il a traversé la ligne de retard électrique (Retard). TAC génère des signaux électriques de 0 à 10 V correspondant au délai entre deux signaux.
    1. Dans cette expérience, définir le délai de temps T comme 50 ns en sélectionnant les broches de ligne de retard. Définiz l'affichage du PC pour afficher la plage de temps de 100 ns en réglant le cadran de TAC. Puis TAC génère 5 signaux V que 50 ns retard de temps donné par la ligne de retard électrique. Par conséquent, les signaux de 5 V correspondent aux coïncidences à 0 ns retard de temps réel des impulsions provenant de SPCMs. Les coïncidences à 0 ns temps de retard apparaissent dans le centre de la plage de temps d'affichage comme indiqué dans la figure 3.
  3. Cliquez sur le bouton de démarrage du logiciel, appelé MAESTRO-32, pour mesurer la distribution de la hauteur d'impulsion et enregistrer la distribution à l'utilisation d'un analyseur multicanal (MCA) contrôlé par ordinateur (PC). Dans cette expérience, définir le temps de mesure du TAC pour 30 s. Analyser la répartition de la hauteur des impulsions TAC de 0 à 10 V, ce qui correspondait à un délai de -50 à 50 ns entre les photons incident et les SPCM par le réglage décrit à l'étape 3.2.
  4. Après avoir enregistré la répartition de la hauteur de l'impulsion, obtenir les données de distribution de la hauteur d'impulsion pour plusieurs bases de polarisation, comme le montre la figure 4. Sélectionnez la fenêtre de temps à prendre en compte pour les dénombrements de coïncidences pour l'analyse des données. Étant donné que la largeur du pic d'impulsion est déterminée par le temps de résolution de la SPCM de 1 ns, la fenêtre de temps de coïncidence est nécessaire pour être plus grande que le temps de résolution.
    1. Dans cette expérience, choisissez la fenêtre de temps de coïncidence pour être 10 ns. Estimer le nombre de coïncidences en intégrant la zone de la fenêtre temporelle.

4. Procédure d'estimation des paramètres Fidelity et Bell

  1. figure-protocol-2 Déterminer les corrélations polarisées de second ordre et les figure-protocol-3 corrélations de second ordre interpolarisées, où figure-protocol-4 se réfère aux états de polarisation H, D et R, et figure-protocol-5 se réfère aux états de polarisation croisée V, A et L. Obtenez ces fonctions en divisant figure-protocol-6 les nombres de coïncidences mesurées par le niveau figure-protocol-7 de fond . La figure 4 montre la répartition de la hauteur d'impulsion réellement mesurée des dénombrements de coïncidences avec plusieurs bases de polarisation pour les années 30.
    REMARQUE: Par exemple, la coïncidence compte figure-protocol-8 le avec la base de polarisation HH donne compte/30 s pour la fenêtre de coïncidence 10 ns. Le niveau moyen du sol arrière pour la fenêtre de coïncidence est calculé comme 4,3 compte/30 s. Puisque des corrélations de figure-protocol-9 deuxième ordre sont données par , les fonctions figure-protocol-10 polarisées de corrélation de deuxième ordre avec la base de polarisation HH devient. De même, les fonctions de corrélation de figure-protocol-11 second figure-protocol-12 ordre avec d'autres bases de polarisation figure-protocol-13 figure-protocol-14 sont données comme : , et et les fonctions de corrélation de second ordre interpolarisées comme : et .
  2. Déterminer le degré de corrélation de polarisation entre deux photons pour trois bases de polarisation définies par20,21:
    figure-protocol-15(7)
    où figure-protocol-16 se réfère aux bases de polarisation des bases rectilignes (H et V), diagonales (D et A) et circulaires (R et L). Les fonctions de corrélation mesurées de second ordre donnent figure-protocol-17 le figure-protocol-18 degré de chaque base de polarisation comme suit : , et .
  3. Déterminer la fidélité des photons enchevêtrés générés. Calculer la fidélité de l'état de polarisation enchevêtré e par rapport à l'État (6) en trois bases20,21:
    figure-protocol-19
    Les degrés mesurés de figure-protocol-20 corrélation de polarisation étaient . Ce nombre a dépassé la limite classique de corrélation de polarisation de 0,50.
  4. Déterminer les paramètres Bell des photons enchevêtrésgénérés 21. Calculez les paramètres des corrélations de polarisation comme suit 19,20:
    figure-protocol-21
    figure-protocol-22
    figure-protocol-23
    Les bases mesurées de figure-protocol-24 la corrélation de polarisation étaient . Ces nombres dépassent la limite classique de paramètre de 2 et violent l'inégalité de Bell.

Résultats

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Le système optique pour générer des photons enchevêtrés inconditionnels pour les états de polarisation basés sur de multiples interférences quantiques et des schémas de détection pour estimer la fidélité expérimentale par corrélation de polarisation des paires de photons générés a été discuté. La fidélité estimée des photons générés a dépassé la limite de corrélation locale classique de 0,50. Les paramètres mesurés de Bell ont dépassé la limite classique de 2 et ont violé l'inégalité de Bell. Dans cet article, des mesures de coïncidence obtenues à partir d'un minimum de six combinaisons de bases de polarisation ont été utilisées pour évaluer ces paramètres. En outre, il est possible de reconstruire complètement la matrice de densité des photons enchevêtrés de polarisation générées par la tomographie quantique, qui nécessite des mesures de coïncidence de 16 combinaisons de bases de polarisation18.

figure-results-1
Figure 1 : Schéma d'un interféromètre sagnac intégré de polarisation à double passage. (a) La génération de paires de photons après la première conversion paramétrique spontanée (SPDC). ( b) Rotation de polarisation des paires de photons par une plaque demi-onde (HWP1). (c) La génération de paires de photons après le deuxième SPDC. (d) L'interférence quantique entre les paires de photons de la première et la deuxième SPDC par HWP2. (e) Paires de photons de sortie produites dans le sens des aiguilles d'une montre (CW). (f) Paires de photons de sortie produites dans le sens inverse des aiguilles d'une montre (CCW). Veuillez cliquer ici pour voir une version plus grande de ce chiffre.

figure-results-2
Figure 2:Système optique global pour générer des photons enchevêtrés de polarisation inconditionnelle. La première plaque à demi-ondes (HWP) et une plaque à quart d'onde (QWP) sont utilisées pour définir l'état de polarisation du laser de la pompe en passant par la fibre optique de polarisation-maintien (PMF). Les photons de sortie ont été passés par des lentilles, des QWPs, des polariseurs (POL) et des filtres d'interférence (FI) dans les modes 1 et 2, et détectés par les modules de comptage monophoton (SPCM). Veuillez cliquer ici pour voir une version plus grande de ce chiffre.

figure-results-3
Figure 3 : Système global de détection des coïncidences pour les photons enchevêtrés de polarisation générées. Les signaux électriques du SPCM ont été utilisés pour démarrer et arrêter le signal du convertisseur de temps d'amplitude (TAC) à travers une ligne de retard électrique (retard). La répartition de la hauteur d'impulsion obtenue à partir du décalage horaire a été analysée à l'aube d'un analyseur multicanal (MCA) contrôlé par ordinateur (PC). Veuillez cliquer ici pour voir une version plus grande de ce chiffre.

figure-results-4
Figure 4 : Répartitions mesurées de décalage horaire avec des réglages de polarisation parallèles et orthogonales. Les combinaisons sont horizontales (H), verticales (V), diagonales (D), antidiagonales (A), circulaires droites (R) et bases de polarisation gauche-circulaire (L). Veuillez cliquer ici pour voir une version plus grande de ce chiffre.

Discussion

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

L'étape critique dans le protocole est de savoir comment maximiser la fidélité des photons enchevêtrés de polarisation générée. La fidélité estimée et les paramètres de Bell sont actuellement limités, principalement parce que nous avons utilisé des fibres multimode pour recueillir les photons enchevêtrés générés. L'inclinaison de HWP1 a affecté la différence de hauteur des modes spatiaux entre les photons du premier et du deuxième SPDC et a causé un décalage en mode spatial sur la sortie de l'interféromètre Sagnac. On s'attend à ce que la fidélité soit plus élevée en utilisant des fibres à mode unique qui filtrent la zone de chevauchement de mode spatiale des premiers et deuxièmes photons GÉNÉRÉs de SPDC. En outre, l'effet de birefringence du cristal ppKTP a affecté l'inadéquation du mode entre les premiers et deuxièmes photons SPDC. À l'avenir, nous pourrons éventuellement améliorer les paramètres en utilisant des cristaux de compensation supplémentaires.

L'importance du protocole est de réaliser plusieurs propriétés simultanément par rapport à la méthode existante. La source de la polarisation des photons enchevêtrés avec le protocole ont un taux d'émission élevé, sont dégénérées, ont une distribution à large bande, et sont sans sélection. L'avantage caractéristique du protocole est basé sur l'interférence quantique multiple à l'aide d'un interféromètre Sagnac de polarisation à double passage. Le système photonique permet d'utiliser la grande efficacité de génération des photons enchevêtrés de polarisation et de séparer les paires de photons dégénérés en différents modes optiques sans aucune exigence de postsélection. Le système de polarisation haute performance des photons emmêlés peut être appliqué pour les nouvelles technologies photoniques de l'information quantique1,2,3,4.

Déclarations de divulgation

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Les auteurs n'ont rien à révéler.

Remerciements

$$\rightleftharpoonup{xx}$$ $$\longleftharp{xx}$$, $$\longrightharp{xx}$$,

Cette recherche a été soutenue par la Research Foundation for Opto-Science and Technology, Japon. Nous remercions le Dr Tomo Osada pour les discussions utiles.

Matériaux

Liste des matériaux utilisés dans cet article
NomEntrepriseNuméro de catalogueCommentaires
Objectif 300mm fousThorlabs. INC.AC254-300-B
405nm LDDigi-Key ElectronicsNV4V31SF-A-ND
Ligne à retardOrtec INC.DB463
Miroir dichroïque (DM)Midwest Optical Systems INC.SP650-25.4
Plaque demi-onde (HWP) pour Thorlabs 405nm. INC.WPH05M-405
Plaque demi-onde (HWP) pour deux longueurs d’ondeMeadowlark Co.DHHM-100-0405/0810 ?
Filtre d’interférence (IF)IDEX Health & Science, LLCLL01-808-12.5
Analyseur multicanaux (MCA)Ortec INC.EASY-MCA-2KLogiciel MAESTRO-32
Fibre de maintien de polarisationThorlabs. INC.P1-405BPM-FC-1
Polariseur (POL)Meadowlark Co.
ppKTP crystalRAICOL CRYSTAL LTD.Type-0, période 3,425 microns
Plaque quart d’onde (QWP) pour Thorlabs 808nm. INC.WPQ05M-808
Plaque quart d’onde (QWP) pour Thorlabs 405nm. INC.WPQ05M-405
RétroréflecteurNewport Co.U-BER 1-1S
Module de comptage de photons uniques (SPCM)Laser Cpmponents LTD.Nombre -100C-FCFC connectant
Convertisseur temps-amplitude (TAC)Ortec INC.567
G335743000

Références

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

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Interf rom tre de Sagnacconversion param trique spontan eg n ration de paires de photonsmesure du param tre de Bellanalyse de fid litd tection de co ncidencecristal de ppKTPcomptage de photons uniques

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