Quantum État génie de la lumière avec continu-ondes optiques paramétriques oscillateurs

Le but de cette expérience est de générer des états non gaussiens de champs optiques parcourables avec une haute fidélité, y compris des superpositions de photons uniques et d’états cohérents connues sous le nom d’états CAT de Schrödinger. Ceci est réalisé en utilisant des faisceaux corrélés non classiques comme source lumineuse primaire. Dans un deuxième temps, un seul photon est détecté sur un faisceau, ce qui entraîne la projection de l’autre faisceau dans un état quantique conditionnel annoncé.

C’est ce qu’on appelle la technique de préparation conditionnelle, où une ressource gaussienne initiale est combinée à une mesure non gaussienne telle que le comptage de photons. Ensuite, l’état annoncé est mesuré par détection homodyne afin d’effectuer la tomographie d’état quantique complète. En fin de compte, des résultats sont obtenus qui montrent une ingénierie d’état quantique haute fidélité basée sur deux oscillateurs paramétriques optiques différents.

La technique présentée permet un don d’états quantiques qui sont des ressources importantes pour une variété de protocoles d’information. De manière significative, notre procédure basée sur l’état paramétrique optique ou oio permet d’obtenir un très faible et mélange d’états ID 80 sous vide et l’émission dans un moule spécial bien contrôlé envoyé à la cavité oio. Cette fonctionnalité facilite l’utilisation de ces statistiques dans les protocoles ultérieurs où elles peuvent avoir besoin d’interférer avec d’autres ressources optiques, par exemple, dans des implémentations optiques GA ou dans des contenus plus complexes.

Pour effectuer cette procédure, construisez une cavité linéaire semi-monolithique pour une meilleure stabilité mécanique et une réduction des pertes de cavité intérieure, y compris un cristal KTP et un miroir d’entrée qui est directement recouvert sur une face du cristal non linéaire tandis que l’autre face est recouverte d’un revêtement antireflet. Choisissez une réflexion du coupleur d’entrée de 95 % pour la pompe à 532 nanomètres et une réflexion élevée pour le signal et le tendeur à 1064 nanomètres. A l’inverse, choisissez le coupleur de sortie pour être très réfléchissant pour la pompe et de transmission.

T est égal à 10 % pour l’infrarouge. La plage spectrale libre de l’oscillateur paramétrique optique est égale à 4,3 gigahertz et la bande passante est d’environ 60 mégahertz. Utilisez un laser YAG néodyme doublé à fréquence d’onde continue comme pompe de source laser l’OPO à 532 nanomètres a, réalisez l’adaptation du mode entre la pompe et le mode de cavité.

Faites résonner la cavité trois fois en ajustant la température du cristal et la fréquence du laser. Vérifiez les pics de transmission pour la lumière infrarouge et verte sur un oscilloscope à cet effet. Une faible lumière infrarouge est également injectée dans la serrure OPA.

La longueur de la cavité OPO sur la résonance de la pompe par la technique de Hall du DRE. Pour ce faire, appliquez une modulation électro-optique à la pompe et détectez la lumière réfléchie par la cavité à l’aide d’un isolateur optique sur un séparateur de faisceau polarisant. Séparez les champs de signal et de renvoi.

L’un correspond au mode d’annonce tandis que l’autre est l’état annoncé qui sera détecté par la détection homo dyne. Guidez le mode d’annonce vers le détecteur de photons uniques. Filtrez le mode d’annonce pour supprimer la fréquence des modes non dégénérés dus à la cavité OPO.

Tout d’abord, utilisez un filtre inférentiel avec une bande passante de 0,5 nanomètre. Ajoutez une cavité linéaire Fabry Perot faite maison avec une gamme spectrale libre de 330 gigahertz et une bande passante de 300 mégahertz. La largeur de bande de la cavité est choisie pour être plus grande que celle de l’OPO et la plage spectrale libre pour être plus grande que la fenêtre de fréquence du filtre inférentiel.

Atteindre un rejet global d’au moins 25 décibels des modes non dégénérés. Après avoir stabilisé le chemin comme indiqué dans le protocole texte, détectez le mode d’annonce filtré par un détecteur de photons uniques pendant la période de mesure. Un détecteur supraconducteur à photons uniques est utilisé pour limiter la quantité de bruit sombre, qui autrement se dégraderait.

La fidélité de l’état conditionnel. Détectez l’état annoncé avec une détection homo dine équilibrée composée d’un séparateur de faisceau 50 50 où le champ à caractériser et un oscillateur local à onde continue forte sont amenés à interférer ainsi qu’une paire de photodiodes à haut rendement quantique dans les gaz photodiodes. Afin d’aligner la détection, injectez un faisceau auxiliaire brillant à 1064 nanomètres dans la cavité et le mode OPO.

Associez cela au mode oscillateur local. Atteindre une visibilité marginale proche de l’unité. Tout décalage de mode quadratique se traduit par des pertes de détection.

Vérifiez les propriétés de détection de l’homo avec une puissance d’oscillateur local de six milliwatts. La limite de bruit de tir est plate jusqu’à 50 mégahertz. Il est supérieur de plus de 20 décibels au bruit électronique à basse fréquence d’analyse, et de 16 décibels au-dessus à la fréquence d’analyse de 50 mégahertz.

Cette distance est un paramètre critique car elle se traduit par des pertes dans la détection. Pour chaque événement de détection à partir du détecteur de photons uniques, enregistrez le courant photophoto ho moddy à l’aide d’un oscilloscope avec une fréquence d’échantillonnage de cinq giga échantillons par seconde. Pendant 100 nanosecondes.

Balayez la phase de l’oscillateur local avec un miroir monté sur PZT pendant la mesure. Après avoir filtré chaque segment enregistré, accumulez les mesures et post-traitez les données avec un algorithme de maximum de vraisemblance. Cette procédure permet de reconstruire la matrice de densité de l’état annoncé et la fonction de Wagner correspondante.

La reconstruction tomographique de l’état annoncé est visualisée à travers les éléments diagonaux de la matrice de densité reconstruite et la fonction de Wagner correspondante sans aucune correction de perte. L’état annoncé présente une composante à photon unique aussi élevée que 78 %En tenant compte des pertes de détection globales, l’état atteint une fidélité de 91 % avec un état à photon unique. La composante à deux photons, qui résulte de paires de multi-photons créées par le processus de conversion descendante, est limitée à 3 %Une procédure similaire peut être appliquée avec un appel de type un, qui est une sorte de lumière à compression monomode.

En réfléchissant une petite fraction des états de vide de compression. Avec un séparateur de faisceau, on peut soustraire un seul photon, ce qui fausse la préparation d’un chaton. Sur l’autre mode, le mode de conditionnement a besoin du même filtrage de fréquence que celui expliqué Dans les autres expériences, la flèche qui énonce est caractérisée de la même manière La technique de préparation conditionnelle présentée ici est toujours une interaction entre la source latérale initiale et la mesure effectuée par le détecteur de charge.

Ces deux composantes influencent fortement les propriétés quantiques de l’état généré en raison des cristaux C, de l’unité, de l’échappement, de l’efficacité des OPO et du très faible bruit de canard de notre détecteur supraconducteur pour les charges lourdes. La méthode présentée ici permet de générer de manière fiable des états nongo avec une très haute fidélité, principalement limitée par les pertes dans la détection. N’oubliez pas que travailler avec des lasers peut être extrêmement dangereux et que des précautions telles que le port de lunettes de sécurité laser doivent toujours être prises lors de cette procédure.