Articolo metodologico

Un sistema fotonico per generare fotoni incondizionati di polarizzazione- basati su interferenze quantistiche multiple

DOI:

10.3791/59705

⸱

5 settembre 2019

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

In questo articolo

Sommario

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

Descriviamo un sistema ottico per la generazione di fotoni incondizionati con polarizzazione incondizionata basato su molteplici effetti di interferenza quantistica con uno schema di rilevamento per stimare la fedeltà sperimentale dei fotoni impigliati generati.

Abstract

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

Vi presentiamo una fonte ad alte prestazioni di fotoni incondizionati di polarizzazione che hanno un alto tasso di emissioni, una distribuzione a banda larga, vengono degenerati e privi di postselezione. La proprietà della sorgente si basa sull'effetto di interferenza quantistica multipla con una configurazione di andata e ritorno di un interferometro Sagnac. Gli effetti di interferenza quantistica consentono di utilizzare l'efficienza di alta generazione dei fotoni impigliati dalla polarizzazione per elaborare la conversione parametrica verso il basso, e separare le coppie di fotoni degenerati in diverse modalità ottiche senza una postselezione necessità. Il principio del sistema ottico è stato descritto e utilizzato sperimentalmente per misurare i parametri di fedeltà e campana, nono per caratterizzare i fotoni generati insensibili alla polarizzazione da un minimo di sei combinazioni di dati correlati alla polarizzazione. I parametri di fedeltà e Campan ottenuti sperimentalmente hanno superato il limite di correlazione locale classico e sono una chiara prova della generazione di fotoni incondizionati di polarizzazione.

Introduzione

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

Lo stato impigliato dei fotoni ha suscitato un notevole interesse nello studio del realismo locale nella teoria quantistica e nelle nuove applicazioni della crittografia quantistica1,della codifica quantistica densa2,del ripetitore quantistico3e del quantum teletrasporto4. La conversione parametrica spontanea (SPDC) è un processo non lineare di secondo ordine che è stato introdotto per produrre direttamente coppie di fotoni impigliati negli stati di polarizzazione. A causa del recente sviluppo delle tecniche di quasi fase di corrispondenza, i periodicamente poled KTiOPO4 (ppKTP) e LiNbO3 (ppLN) sono diventati una tecnica standard5. Diversi tipi di fonti di entanglement sono sviluppati combinando questi cristalli non lineari con un interferometro Sagnac6,7,8. In particolare, lo schema con coppie di fotoni ortogonali polarizzati ottenuti da SPDC di tipo II consente di generare fotoni incondizionati con polarizzazione e anche coppie di fotoni inaresamente intrecciti di polarizzazione in diverse coppie di fotoni ottici modalità senza rilevamento post-selettivo7.

Al contrario, l'SPDC di tipo 0 ha il vantaggio di una configurazione semplice e di un rapporto di alte emissioni di coppie di fotoni9. Inoltre, le coppie di fotoni generati in SPDC di tipo 0 mostrano una larghezza di banda molto più ampia rispetto ai fotoni di tipo II SPDC. Il tasso di produzione totale di coppia di fotoni per unità di potenza pompa è di due ordini di grandezza superiore a causa della sua grande larghezza di banda8. Una grande larghezza di banda di coppie di fotoni correlate consente un tempo di coincidenza molto breve tra le coppie di fotoni rilevate. Questa proprietà ha portato a diverse potenziali applicazioni come la tomografia a coerenza ottica quantistica10, per ottenere correlazioni temporali ultrabrevi attraverso interazioni non lineari con il flusso di fotoni impigliati11, metrologia metodi che utilizzano il calo molto stretto in interferenza quantistica12, sincronizzazione orologio quantistico13, misurazione dell'entanglement frequenza temporale14, e multimodalità frequenza entanglement15. Tuttavia, lo schema con SPDC di tipo 0 ordinario richiede schemi di rilevamento condizionale6 o filtraggio a lunghezze d'onda8 o filtraggio in modalità spaziale per separare i fotoni generati con polarizzazione16.

Abbiamo realizzato uno schema che soddisfa contemporaneamente le proprietà di tipo 0 e tipo II SPDC sulla base di più processi di interferenza quantistica17. I dettagli del sistema ottico sono stati descritti e utilizzati sperimentalmente per misurare i parametri che caratterizzano i fotoni generati con polarizzazione utilizzando un numero minimo di dati sperimentali.

Lo stato di polarizzazione Jones Vector di rotazione orizzontale figure-introduction-1 (H) e verticale (V) può essere scritto come e figure-introduction-2 . Tutti i possibili stati di polarizzazione pura sono costruiti da sovrapposizioni coerenti di questi due stati di polarizzazione. Ad esempio, la luce diagonale (D), anti-diagonale(A), destra-circolare(R) e a sinistra-circolare(L), sono rappresentati rispettivamente da:

figure-introduction-3,

figure-introduction-4, (1)

figure-introduction-5e

figure-introduction-6,

H e V sono chiamati basi di polarizzazione rettalineare. D e A sono chiamate basi di polarizzazione diagonale. R e L sono chiamate basi di polarizzazione circolare. Questi stati puri e anche misti della polarizzazione possono essere rappresentati da matrici di densità basate sulle basi di polarizzazione H e V18.

Il principio di funzionamento del regime è illustrato nella Figura 1a-e. Il laser viene iniettato in un interferometro Sagnac di polarizzazione composto da uno splitter a fascio polarizzante (PBS), due piastre a mezza onda impostate su 45o (HWP1) e 22,5o (HWP2), un cristallo ppKTP e specchi. L'ottica di polarizzazione con questa configurazione funziona sia per la lunghezza d'onda del campo laser della pompa che per i fotoni convertiti in basso.

Il componente H del laser a pompa passa attraverso il PBS come mostrato nella Figura 1a e viaggi di andata e ritorno l'impostazione in senso orario (CW) direzione. La polarizzazione del laser a pompa è stata invertita verso lo stato diagonale (D) attraverso HWP2. Qui il V-componente del laser pompa funziona per la down-conversione, e i fotoni generati sono V polarizzati con tipo-0 SPDC. Lo stato di polarizzazione SPDC delle coppie di fotoni generati può essere rappresentato come:

figure-introduction-7.  (2)

Le coppie di fotoni convertite in basso sono Polarizzate con H-polarizzato tramite HWP1 impostato su 45o come illustrato nella Figura 1be lo stato di polarizzazione diventa:

figure-introduction-8. (3)

Il fascio laser della pompa ha nuovamente iniettato le coppie di fotoni invertiti nel ppKTP. Le coppie di fotoni generati dal secondo SPDC sono sia Polarizzati a V che sovrapposti con le coppie di fotoni generate dal primo SPDC per una modalità ottica collineare, come illustrato nella Figura 1c. Lo stato di polarizzazione delle coppie di fotoni dopo il secondo SPDC è rappresentato come:

figure-introduction-9(4)

dove figure-introduction-10 è la fase relativa tra la coppia di fotoni dal primo e il secondo SPDC. La fase non varia con il tempo perché è determinata dalla dispersione del materiale dell'HWP1 tra il laser a pompa e i fotoni down-converted e regolabile inclinando HWP1. Lo stato di polarizzazione H (V) dei fotoni convertiti in basso è stato invertito nello stato A (D) come mostrato in (1). Lo stato di polarizzazione della coppia di fotoni di output da HWP2 è rappresentato come:

figure-introduction-11(5)

Quando la figure-introduction-12 fase viene impostata inclinando HWP1, solo il primo termine dello stato (5) rimane come illustrato nella Figura 1d. Questo è il processo di interferenza quantistica che corrisponde al processo di interferenza inverso di Hong-Ou-Mandel (HOM) delle basi di polarizzazione19. Quando l'H-photon passa attraverso PBS e il V-foton viene riflesso da PBS, lo stato figure-introduction-13 di polarizzazione delle coppie di fotoni di output da PBS è rappresentato come per la modalità ottica1 e 2 come illustrato nella Figura 1e.

Al contrario, il componente A v del laser a pompa è stato riflesso da PBS come mostrato nella Figura 1f e rotondo inciampato in senso antiorario (CCW). Tramite processi SPDC di tipo 0 simili e trasformazioni unitarie, lo figure-introduction-14 stato di polarizzazione dell'output da PBS diventa . Quando lo stato di polarizzazione del laser a pompa è stato preparato in diagonale (D), la fase relativa tra I componenti H e V del laser a pompa era zero. Pertanto, lo stato di output dei fotoni generati dalle direzioni CW e CCW viene sovrapposto con le stesse ampiezza e rappresentato come:

figure-introduction-15.  (6)

Lo stato di output è uno stato di polarizzazione con effetto di polarizzazione noto come uno degli stati Bell e può essere convertito in altri tre stati utilizzando gli elementi ottici di polarizzazione7. Utilizzando la relazione mostrata in (1), lo stato figure-introduction-16 di uscita può essere rappresentato da basi di polarizzazione diagonali come:

figure-introduction-17e da basi di polarizzazione circolare come: figure-introduction-18 .

Protocollo

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

La procedura adottata comprende quattro fasi principali utilizzando la configurazione sperimentale complessiva illustrata nella Figura 2. La prima fase è stata la preparazione del laser a pompa per SPDC. Nella seconda fase, l'interferometro ottico - interferometro Sagnac è stato costruito utilizzando un componente di polarizzazione ottica e cristallino non lineare. La procedura di misurazione della coincidenza utilizzando i componenti elettrici illustrati nella figura 3 è stata descritta nella terza fase. Infine, sono stati utilizzati i dati di correlazione dei fotoni illustrati nella Figura 4 per stimare i parametri di fedeltà e Bell dei fotoni incondizionati generati con polarizzazione incondizionata.

1. Configurazione del laser a pompa

  1. Accendere il diodo laser a frequenza singola stabilizzato a grata 405 nm. Regolare la potenza di uscita a pochi mW riducendo la corrente elettrica di ingresso al diodo laser e da filtri a densità neutra.
  2. Costruire una cavità esterna tra la superficie del diodo laser e la griglia olografica (3.600 mm)per realizzare un'operazione a singola frequenza definita spettrometro. Posizionare la griglia olografica di circa 45o contro la superficie del diodo laser e spostare lentamente la vite per regolare il grado, e massimizzare la potenza di uscita dalla cavità facendo riferimento all'immagine del fascio.
  3. Coppia un laser alla fibra ottica a mantenimento della polarizzazione (PMF) per eseguire una singola operazione in modalità spaziale. Regolare le viti accoppiate in fibra per massimizzare la potenza di uscita da PMF utilizzando un misuratore di potenza.
  4. Collimate il laser di uscita dal PMF con una lente di accoppiamento in fibra. Incanala il laser di uscita attraverso un isolatore al centro della piastra a mezza onda (HWP), una piastra da un quarto d'onda (QWP) e uno specchio dicroico (DM) a passaggio corto, come mostrato nella Figura 2. Allo scopo di generare i fotoni con polarizzazione con lo stato come in (6), impostare lo stato di polarizzazione del laser a pompa con diagonale (D) impostando l'HWP su 22.5o, e QWP su 0o.

2. Costruzione dell'impostazione interferometrica

  1. Posizionare uno specchio dicromatico (DM), uno specchio regolare, un PBS e un cristallo ppKTP con dimensioni: 10 mm di lunghezza (asse xcristallografico), 10 mm di larghezza (assey)e 1 mm di spessore (assez)come mostrato nella Figura 2. Il PBS opera sia alla lunghezza d'onda del laser (405 nm) che a quella dei fotoni down-converted (810 nm). Il periodo di poling del cristallo ppKTP figure-protocol-1 è 3.425 che è stato progettato per il collineare tipo-0 SPDC con pompa laser 405 nm e ha un rivestimento anti-riflessione a entrambe le lunghezze d'onda.
  2. Regolare il PBS e gli specchi utilizzando il laser a pompa (405 nm) e un laser di riferimento (810 nm). Poiché la lunghezza dall'ingresso all'uscita dell'interferometro è di circa 600 mm, rendere la luce trasmessa e riflessa da PBS parallela per più di 600 mm (desiderabile per pochi metri) per fare corrispondenze in modalità spaziale.
  3. Inserire HWP1 e HWP2 nella configurazione. Operano sia a lunghezze d'onda di 405 nm che 810 nm. Regolare gli HWP in modo che siano perpendicolari alla luce incidente utilizzando la luce riflessa dalla superficie. Impostare l'angolo di HWP1 su 45o e HWP2 su 22,5o
  4. Inserire un retroreflector nell'allestimento. Regolare la posizione del retroreflector in modo che le travi di riferimento in senso orario (CW) e antiorario (CCW) siano nella stessa modalità spaziale. Posizionare le telecamere del dispositivo accoppiato con carica (CCD) sulle modalità 1 e 2 nella Figura 2 per fare riferimento alle immagini di profilatura del fascio dall'output dell'interferometro. Regolare lo specchio e il retroriflessore per abbinare la modalità spaziale facendo riferimento alle immagini di profilatura sulla fotocamera.
  5. Posizionare una lente di messa a fuoco tra QWP per laser e DM. Poiché la lunghezza dall'ingresso all'uscita dell'interferometro è di circa 600 mm, selezionare una lente con una lunghezza di messa a fuoco di 300 mm. Ition del secondo SPDC per rendere l'efficienza di generazione dello stesso livello di fotoni down-converted tra il primo e il secondo SPDC.
  6. Rimuovere la telecamera CCD e posizionare QWP, polarizzatori (POL), filtri di interferenza (IF) con un centro 810 nm e 3 nm larghezza di banda in modalità 1 e 2, come illustrato nella Figura 2. Regolare gli elementi ottici in modo che siano perpendicolari alla luce incidente utilizzando la luce riflessa. Coppia i fasci laser di riferimento alle fibre multimodale utilizzando accoppiatori in fibra per il rilevamento.
  7. Posizionare un obiettivo di messa a fuoco da 300 mm tra DM e QWP in modalità 1 e 2. Fare il riferimento di uscita raggi laser per collimate per il rilevamento.
  8. Collegare le fibre multimodalità ai moduli di conteggio a singolo fotone (SPCPM) costruiti con fotodiodi di valanga in silicio (Si). Spegnere il laser di riferimento. Accendere gli SPCM in una condizione camera oscura e contare i fotoni convertiti.
  9. Regolare la temperatura del cristallo ppKTP montato su un controller di temperatura facendo riferimento ai tassi di conteggio dei fotoni convertiti. La temperatura appropriata è tipicamente di 25-30 gradi centigradi.
  10. Regolare l'angolo di inclinazione di HWP1 per massimizzare i tassi di conteggio dei fotoni convertiti. Se i tassi di conteggio sono troppo deboli, misurare i conteggi senza gli elementi ottici in modalità 1 e 2.

3. Procedura di misurazione del conteggio delle coincidenze

  1. Selezionare le basi di polarizzazione in modalità 1 e 2 per misurare i fotoni con polarizzazione dell'incidente utilizzando POL e QWP, come illustrato nella Figura 3. Per la misurazione del fotone incidente con base H (V), impostare il QWP su 0o e il POL su 0o (90o). Per la misurazione del fotone incidente con base D (A), impostare il QWP su 0o e il POL a 45o (-45o). Per la misurazione del fotone incidente con base R (L), impostare il QWP a 45o (-45o) e il POL a 0o.
  2. Collegare il segnale TTL (Transistor-transistor logic) generato da SPCM in modalità 2 all'ingresso del segnale di avvio di un convertitore time-to-amplitude (TAC) e il segnale in modalità 1 all'ingresso del segnale di arresto dopo che è passato attraverso la linea di ritardo elettrica (Delay). TAC genera segnali elettrici da 0 a 10 V corrispondenti al ritardo tra due segnali.
    1. In questo esperimento, impostare il ritardo : T su 50 ns selezionando i perni della linea di ritardo. Impostare la visualizzazione del PC per mostrare 100 ns intervallo di tempo impostando la manopola del TAC. Poi TAC genera 5 segnali V come 50 ns tempo di ritardo dato dalla linea di ritardo elettrica. Pertanto i segnali 5 V corrispondono alle coincidenze a 0 ns ritardo tempo di impulsi effettivi provenienti da SPCM. Le coincidenze a 0 ns ritardo tempo appaiono al centro dell'intervallo di tempo di visualizzazione, come illustrato nella Figura 3.
  3. Fare clic sul pulsante di avvio del software, chiamato MAESTRO-32, per misurare la distribuzione dell'altezza dell'impulso e registrare la distribuzione con un analizzatore multicanale (MCA) controllato dal computer. In questo esperimento, impostare il tempo di misurazione del TAC per 30 s. Analizzare la distribuzione dell'altezza degli impulsi TAC da 0 a 10 V che corrispondevano a un tempo di ritardo da -50 a 50 ns tra i fotoni dell'incidente e gli SPCM dall'impostazione descritta al punto 3.2.
  4. Dopo aver registrato la distribuzione dell'altezza dell'impulso, ottenere i dati di distribuzione dell'altezza dell'impulso per diverse basi di polarizzazione, come illustrato nella Figura 4. Selezionare l'intervallo di tempo da considerare per i conteggi delle coincidenze per l'analisi dei dati. Poiché la larghezza del picco dell'impulso è determinata dal tempo di risoluzione del file SPCM di 1 ns, l'intervallo temporale della coincidenza deve essere maggiore del tempo di risoluzione.
    1. In questo esperimento, scegliere l'intervallo di tempo della coincidenza per essere 10 ns. Stimare i conteggi delle coincidenze integrando l'area dell'intervallo di tempo.

4. Procedura di stima dei parametri Fedeltà e Campana

  1. Determinare le figure-protocol-2 correlazioni polarizzate di secondo ordine e figure-protocol-3 le figure-protocol-4 correlazioni cross-polarizzate di secondo ordine figure-protocol-5 , dove si riferisce agli stati di polarizzazione H, D e R, e si riferisce agli stati di polarizzazione incrociata V, A e L. Ottenere questi stati funzioni dividendo i figure-protocol-6 conteggi delle figure-protocol-7 coincidenze misurate per il livello di fondo . La figura 4 mostra la distribuzione dell'altezza dell'impulso effettivamente misurata dei conteggi delle coincidenze con diverse basi di polarizzazione per gli anni '30.
    NOTA: Ad esempio, la coincidenza conta figure-protocol-8 la base di polarizzazione HH dà conteggio / 30 s per la finestra coincidenza 10 ns. Il livello medio del terreno di ritorno per la finestra della coincidenza è calcolato come 4,3 count/30 s. Poiché le correlazioni di figure-protocol-9 secondo ordine sono date da , le figure-protocol-10 funzioni di correlazione polarizzata di secondo ordine con base di polarizzazione HH diventa . Analogamente le funzioni di correlazione di secondo figure-protocol-11 ordine figure-protocol-12 con altre basi di polarizzazione sono figure-protocol-13 figure-protocol-14 date come: , e e le funzioni di correlazione cross-polarized di secondo ordine come: e .
  2. Determinare il grado di correlazione di polarizzazione tra due fotoni per tre basi di polarizzazione definite da20,21:
    figure-protocol-15(7)
    dove figure-protocol-16 si riferisce alle basi di polarizzazione delle basi rectilineari (H e V), diagonali (D e A) e circolari (R e L). Le funzioni di correlazione di secondo ordine misurate forniscono il grado di ciascuna base di polarizzazione come segue: figure-protocol-17 , e figure-protocol-18 .
  3. Determinare la fedeltà dei fotoni intrisi generati. Calcolare la fedeltà dello stato di polarizzazione-entangled rispetto allo stato (6) in tre basi20,21:
    figure-protocol-19
    I gradi misurati di figure-protocol-20 correlazione di polarizzazione erano . Il numero ha superato il limite di correlazione di polarizzazione classica di 0,50.
  4. Determinare i parametri Bell dei fotoni impigliati generati21. Calcolare i parametri dalle correlazioni di polarizzazione come segue 19,20:
    figure-protocol-21
    figure-protocol-22
    figure-protocol-23
    Le basi misurate della figure-protocol-24 correlazione di polarizzazione erano . Questi numeri superano il limite di parametri classici di 2 e violano la disuguaglianza di Bell.

Risultati

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

È stato discusso il sistema ottico per generare fotoni impigliati incondizionati per stati di polarizzazione basati su più interferenze quantistiche e schemi di rilevamento per stimare la fedeltà sperimentale mediante la correlazione di polarizzazione delle coppie di fotoni generate. La fedeltà stimata dei fotoni generati ha superato il limite di correlazione locale classico di 0,50. I parametri Bell misurati hanno superato il limite di parametri classici di 2 e hanno violato la disuguaglianza di Bell. In questo documento, sono state utilizzate misurazioni delle coincidenze ottenute da un minimo di sei combinazioni di basi di polarizzazione per valutare questi parametri. Inoltre, è possibile ricostruire completamente la matrice di densità dei fotoni invischiati alla polarizzazione generati attraverso la tomografia quantistica dello stato, che richiede misurazioni coincidenze di 16 combinazioni di basi di polarizzazione18.

figure-results-1
Figura 1 : Schemadito di un interferometro Sagnac di polarizzazione a doppio passaggio integrato. (a) La generazione di coppie di fotoni dopo la prima conversione spontanea parametrica verso il basso (SPDC). (b) Rotazione di polarizzazione delle coppie di fotoni di una piastra a mezza onda (HWP1). (c) La generazione di coppie di fotoni dopo il secondo SPDC. (d) L'interferenza quantistica tra coppie di fotoni del primo e del secondo SPDC da parte di HWP2. (e) Coppie di fotoni di uscita prodotte in senso orario (CW). (f) Coppie di fotoni di uscita prodotte in senso antiorario (CCW). Fare clic qui per visualizzare una versione più grande di questa figura.

figure-results-2
Figura 2:Sistema ottico complessivo per la generazione di fotoni incondizionati con polarizzazione. La prima piastra a mezza onda (HWP) e una piastra da un quarto d'onda (QWP) vengono utilizzati per impostare lo stato di polarizzazione del laser della pompa che passa attraverso la fibra ottica che mantiene la polarizzazione (PMF). I fotoni di uscita sono stati passati attraverso lenti, QWP, polarizzatori (POL) e filtri di interferenza (IF) nelle modalità 1 e 2 e rilevati dai moduli di conteggio a singolo fotone (SPCM). Fare clic qui per visualizzare una versione più grande di questa figura.

figure-results-3
Figura 3 : sistema generale di rilevamento delle coincidenze per i fotoni generati con polarizzazione. I segnali elettrici provenienti dall'SPCM sono stati utilizzati per avviare e arrestare il segnale del convertitore di time-to-amplide (TAC) attraverso una linea di ritardo elettrica (Ritardo). La distribuzione dell'altezza dell'impulso ottenuta dalla differenza di orario è stata analizzata con un analizzatore multicanale (MCA) controllato dal computer (PC). Fare clic qui per visualizzare una versione più grande di questa figura.

figure-results-4
Figura 4 : distribuzioni delle differenze di tempo misurate con impostazioni polarizzatore parallele e ortogonali. Le combinazioni sono basi di polarizzazione orizzontale (H), verticale (V), diagonale (D), anti-diagonale (A), circolare a destra (R) e a sinistra-circolare (L). Fare clic qui per visualizzare una versione più grande di questa figura.

Discussione

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

Il passo critico all'interno del protocollo è come massimizzare la fedeltà dei fotoni invigliati di polarizzazione generati. I parametri di fedeltà e campana stimati sono attualmente limitati, principalmente perché abbiamo usato fibre multimodali per raccogliere i fotoni impigliati generati. L'inclinazione di HWP1 ha influenzato la differenza di altezza delle modalità spaziali tra i fotoni del primo e del secondo SPDC e ha causato una mancata corrispondenza in modalità spaziale sull'uscita dell'interferometro Sagnac. La fedeltà dovrebbe essere maggiore quando si utilizzano fibre a modalità singola che filtrano l'area di sovrapposizione della modalità spaziale del primo e del secondo fotoni SPDC generati. Inoltre, l'effetto birefringenza del cristallo ppKTP ha influenzato la mancata corrispondenza della modalità tra il primo e il secondo foton SPDC. In futuro, possiamo eventualmente migliorare i parametri utilizzando cristalli di compensazione aggiuntivi.

Il significato del protocollo è quello di realizzare diverse proprietà contemporaneamente rispetto al metodo esistente. La fonte dei fotoni impigliati della polarizzazione con il protocollo hanno un alto tasso di emissioni, sono degenerati, hanno una distribuzione a banda larga e sono post-selezione liberi. Il vantaggio caratteristico del protocollo si basa sull'interferenza quantistica multipla utilizzando un interferometro Sagnac di polarizzazione a doppio passaggio. Il sistema fotonico permette di utilizzare l'efficienza di grande generazione dei fotoni impigliati dalla polarizzazione e di separare le coppie di fotoni degenerati in diverse modalità ottiche senza necessità di postselezione. Il sistema di fotoni impigliati polarizzazione ad alte prestazioni può essere applicato a nuove tecnologie di informazione quantistica fotonica1,2,3,4.

Dichiarazioni

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

Gli autori non hanno nulla da rivelare.

Ringraziamenti

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

Questa ricerca è stata sostenuta dalla Research Foundation for Opto-Science and Technology, Giappone. Ringraziamo il dottor Tomo Osada per le discussioni utili.

Materiali

Elenco dei materiali utilizzati in questo articolo
NomeAziendaNumero di catalogoCommenti
Obiettivo fous da 300 mmThorlabs. INC.AC254-300-B
405nm LDDigi-Key ElectronicsNV4V31SF-A-ND
Linea di ritardoOrtec INC.DB463
Specchio dicroico (DM)Midwest Optical Systems INC.SP650-25.4
Piastra a semionda (HWP) per Thorlabs da 405 nm. INC.WPH05M-405
Piastra a semionda (HWP) per doppia lunghezza d'ondaMeadowlark Co.DHHM-100-0405/0810?
Filtro interferenze(IF)IDEX Health & Science, LLCLL01-808-12.5
Analizzatore multicanale (MCA)Ortec INC.EASY-MCA-2KMAESTRO-32 software
Fibra di mantenimento della polarizzazioneThorlabs. INC.P1-405BPM-FC-1
Polarizzatore (POL)Meadowlark Co.
cristallo ppKTPRAICOL CRYSTAL LTD.Type-0, periodo 3,425 micron
Thorlabsda 808 nmWPQ05M-808
Piastra a quarto d'onda (QWP) per Thorlabs da 405 nm.WPQ05M-405
RetroriflettoreNewport Co.U-BER 1-1S
Modulo di conteggio a singolo fotone (SPCM)Laser Cpmponents LTD.Conteggio -100C-FCFC che collega
convertitore tempo-ampiezza (TAC)Ortec INC.567
G335743000 Piastra a quarto d'onda (QWP) per . il

Riferimenti

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

Ristampe e permessi

Richiedi il permesso di riutilizzare il testo o le figure di questo articolo JoVE

Richiedi permesso

Tag

Interferometro di Sagnacconversione parametrica verso il bassogenerazione di coppie di fotonimisurazione del parametro di Bellanalisi della fedeltdetezione di coincidenzecristallo ppKTPconteggio di singoli fotoni

Articoli correlati