Artykuł metodologiczny

System fotoniczny do generowania bezwarunkowych fotonów splątanych polaryzacją w oparciu o wielokrotne interferencje kwantowe

DOI:

10.3791/59705

⸱

5 września 2019

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

W tym artykule

Podsumowanie

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

Opisujemy system optyczny do generowania bezwarunkowych fotonów splątanych polaryzacją na podstawie wielokrotnych efektów interferencji kwantowej za pomocą schematu detekcji w celu oszacowania eksperymentalnej wierności generowanych splątanych fotonów.

Streszczenie

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

Prezentujemy wysokowydajne źródło bezwarunkowo splątanych polaryzacji fotonów, które mają wysoki współczynnik emisji, rozkład szerokopasmowy, są zdegenerowane i wolne od postselekcji. Właściwość źródła opiera się na efekcie wielokrotnej interferencji kwantowej z konfiguracją interferometru Sagnaca w obie strony. Efekty interferencji kwantowej umożliwiają wykorzystanie wysokiej wydajności generowania fotonów splątanych polaryzacją do przetwarzania parametrycznej konwersji w dół i rozdzielania zdegenerowanych par fotonów na różne mody optyczne bez wymogu postselekcji. Zasada działania układu optycznego została opisana i eksperymentalnie wykorzystana do pomiaru wierności i parametrów Bella, a także do scharakteryzowania wygenerowanych fotonów splątanych polaryzacją z co najmniej sześciu kombinacji danych skorelowanych polaryzacyjnie. Uzyskana eksperymentalnie wierność i parametry Bella przekroczyły klasyczną granicę korelacji lokalnej i są wyraźnym dowodem na generowanie bezwarunkowych fotonów splątanych polaryzacją.

Wprowadzenie

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

Splątany stan fotonów wzbudził duże zainteresowanie w badaniach nad lokalnym realizmem w teorii kwantowej i nowatorskich zastosowaniach kryptografii kwantowej1, quantum dense coding2, quantum repeater3, and quantum teleportation4. Spontaniczna parametryczna konwersja w dół (SPDC) to nieliniowy proces drugiego rzędu, który został wprowadzony w celu bezpośredniego wytwarzania splątanych par fotonów w stanach polaryzacji. Ze względu na niedawny rozwój technik quasi-dopasowania fazowego, okresowo sterowane KTiOPO4 (ppKTP) i LiNbO3 (ppLN) stały się techniką standardową5. Kilka typów źródeł splątania powstaje poprzez połączenie tych nieliniowych kryształów za pomocą interferometru Sagnaca6,7,8. W szczególności schemat z ortogonalnie spolaryzowanymi parami fotonów uzyskanymi przez SPDC typu II umożliwia generowanie bezwarunkowych fotonów splątanych polaryzacją, a także rozdzielanie zdegenerowanych par fotonów splątanych polaryzacją na różne tryby optyczne bez detekcji postselektywnej7.

Dla kontrastu, SPDC typu 0 ma przewagę w postaci prostej konfiguracji i wysokiego współczynnika emisji par fotonów9. Co więcej, wygenerowane pary fotonów w SPDC typu 0 wykazują znacznie szersze pasmo niż fotony SPDC typu II. Całkowita szybkość produkcji par fotonów na jednostkę mocy pompy jest o dwa rzędy wielkości wyższa ze względu na dużą przepustowość8. Duże pasmo skorelowanych par fotonów pozwala na bardzo krótki czas koincydencji między wykrytymi parami fotonów. Ta właściwość doprowadziła do powstania kilku potencjalnych zastosowań, takich jak kwantowa optyczna tomografia koherentna10, do osiągania ultrakrótkich korelacji czasowych poprzez nieliniowe interakcje ze strumieniem splątanych fotonów11, metody metrologiczne wykorzystujące bardzo wąskie zanurzenie w interferencji kwantowej12, synchronizacja zegara kwantowego13, pomiar splątania czasowo-częstotliwościowego14oraz splątanie częstotliwości wielomodowej15. Jednak schemat ze zwykłym SPDC typu 0 wymaga schematów detekcji warunkowej6 lub filtrowania długości fali8 lub filtrowania w trybie przestrzennym w celu oddzielenia wygenerowanych fotonów splątanych polaryzacyjnie16.

Zrealizowaliśmy schemat, który spełnia właściwości zarówno SPDC typu 0, jak i typu II jednocześnie, w oparciu o wiele procesów interferencji kwantowej17. Szczegóły układu optycznego zostały opisane i eksperymentalnie wykorzystane do pomiaru parametrów charakteryzujących generowane fotony splątane polaryzacją przy użyciu minimalnej liczby danych eksperymentalnych.

Wektor Jonesa o polaryzacji poziomej (H) i pionowej (V) można zapisać jako figure-introduction-1 i figure-introduction-2. Wszystkie możliwe stany czystej polaryzacji są zbudowane ze spójnych superpozycji tych dwóch stanów polaryzacji. Na przykład światło ukośne (D), antydiagonalne (A), prawokołowe (R) i lewo okrągłe (L) są reprezentowane odpowiednio przez:

figure-introduction-3,

figure-introduction-4, (1)

figure-introduction-5, oraz

figure-introduction-6,

H i V nazywane są podstawami polaryzacji prostoliniowej. D i A nazywane są ukośnymi podstawami polaryzacji. R i L nazywane są kołowymi podstawami polaryzacji. Te czyste, a także mieszane stany polaryzacji mogą być reprezentowane przez macierze gęstości oparte na podstawach polaryzacji H i V18.

Zasada działania schematu jest pokazana w Rysunek 1a-e. Laser jest wstrzykiwany do polaryzacyjnego interferometru Sagnaca składającego się z polaryzacyjnego rozdzielacza wiązki (PBS), dwóch półfalowych płytek ustawionych na 45o (HWP1) i 22,5o (HWP2), kryształu ppKTP i luster. Optyka polaryzacyjna w tej konfiguracji działa zarówno dla długości fali pola laserowego pompy, jak i fotonów konwertowanych w dół.

Komponent H lasera pompy przechodzi przez PBS, jak pokazano na Rysunek 1a i w obie strony przełącza ustawienie w kierunku zgodnym z ruchem wskazówek zegara (CW). Polaryzacja lasera pompy została odwrócona do stanu przekątnej (D) za pomocą HWP2. W tym przypadku składowa V lasera pompującego działa w celu konwersji w dół, a generowane fotony są spolaryzowane w kształcie litery V za pomocą SPDC typu 0. Stan polaryzacji SPDC wygenerowanych par fotonów można przedstawić jako:

figure-introduction-7. (2)

Pary fotonów przekonwertowane w dół są spolaryzowane H przez HWP1 ustawione na 45o, jak pokazano w Rysunek 1b, a stan polaryzacji staje się:

figure-introduction-8. (3)

Wiązka lasera pompy ponownie wstrzyknęła odwrócone pary fotonów do ppKTP. Wygenerowane pary fotonów z drugiego SPDC są zarówno spolaryzowane w kształcie litery V, jak i nałożone na pary fotonów wygenerowane przez pierwszy SPDC dla współliniowego trybu optycznego, jak pokazano Rysunek 1c. Stan polaryzacji par fotonów po drugim SPDC jest reprezentowany jako:

figure-introduction-9 (4)

gdzie figure-introduction-10 to względna faza między parą fotonów z pierwszego i drugiego SPDC. Faza nie zmienia się w czasie, ponieważ jest określana przez dyspersję materiału HWP1 między laserem pompującym a fotonami przekształconymi w dół i regulowana przez nachylenie HWP1. Stan polaryzacji H (V) fotonów przekształconych w dół został odwrócony do stanu A (D), jak pokazano w (1). Stan polaryzacji wyjściowej pary fotonów z HWP2 jest reprezentowany jako:

figure-introduction-11 (5)

Gdy faza figure-introduction-12 jest ustawiana przez przechylenie HWP1, pozostaje tylko pierwszy człon stanu (5), jak pokazano na Rysunek 1d. Jest to proces interferencji kwantowej, który odpowiada procesowi odwróconej interferencji Hong-Ou-Mandel (HOM) polaryzacji bases19. Gdy foton H przechodzi przez PBS, a foton V jest odbijany przez PBS, stan polaryzacji par fotonów wyjściowych z PBS jest reprezentowany jako figure-introduction-13 dla trybu optycznego1 i 2, jak pokazano na Rysunek 1e.

Odwrotnie, składowa V lasera pompy została odbita przez PBS, jak pokazano na Rysunek 1f i okrągły wyzwolony w kierunku przeciwnym do ruchu wskazówek zegara (CCW). Dzięki podobnym wielokrotnym procesom SPDC typu 0 i jednolitym transformacjom, stan polaryzacji wyjścia z PBS staje się figure-introduction-14. Gdy stan polaryzacji lasera pompującego został przygotowany w stanie ukośnym (D), faza względna między składowymi H i V lasera pompowego wynosiła zero. W związku z tym stan wyjściowy generowanych fotonów z kierunków CW i CCW jest nakładany na siebie z tymi samymi amplitudami i reprezentowany jako:

figure-introduction-15. (6)

Stan wyjściowy to stan splątany polaryzacją, znany jako jeden ze stanów Bella, który może być przekształcony w inne trzy stany za pomocą elementów optyki polaryzacyjnej7. Korzystając z relacji pokazanej w (1), stan wyjściowy figure-introduction-16 może być reprezentowany przez ukośne podstawy polaryzacji jako:

figure-introduction-17 oraz według kołowych podstaw polaryzacji jako: figure-introduction-18.

Protokół

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

Przyjęta procedura składa się z czterech głównych etapów, wykorzystując ogólną konfigurację eksperymentalną pokazaną w Rysunek 2. Pierwszym etapem było przygotowanie lasera pompującego dla SPDC. W drugim etapie skonstruowano interferometr optyczny - interferometr Sagnaca z wykorzystaniem nieliniowego kryształu i elementów polaryzacji optycznej. Procedura pomiaru koincydencji przy użyciu komponentów elektrycznych pokazanych w Rysunek 3 została opisana w trzecim etapie. Na koniec, rzeczywiste dane korelacji fotonów pokazane na Rysunek 4 zostały wykorzystane do oszacowania wierności i parametrów Bella wygenerowanych bezwarunkowo splątanych polaryzacją fotonów.

1. Konfiguracja lasera pompy

  1. Włącz stabilizowaną siatką diodę laserową o pojedynczej częstotliwości 405 nm. Dostosuj moc wyjściową do kilku mW, zmniejszając wejściowy prąd elektryczny do diody laserowej i filtry o neutralnej gęstości.
  2. Zbuduj zewnętrzną wnękę między powierzchnią diody laserowej a siatką holograficzną (3,600 mm−1), aby zrealizować operację jednoczęstotliwościową zwaną spektrometrem. Umieść siatkę holograficzną około 45o przy powierzchni diody laserowej i powoli przesuwaj, aby wyregulować stopień i zmaksymalizować moc wyjściową z wnęki, odnosząc się do obrazu wiązki.
  3. Podłącz laser do światłowodu utrzymującego polaryzację (PMF), aby uruchomić pojedynczą operację w trybie przestrzennym. Wyreguluj łącznika światłowodu, aby zmaksymalizować moc wyjściową z PMF za pomocą miernika mocy.
  4. Skolimuj laser wyjściowy z PMF za pomocą soczewki sprzęgającej światłowód. Skieruj laser wyjściowy przez izolator do środka płytki półfalowej (HWP), płytki ćwierćfalowej (QWP) i krótkoprzepustowego zwierciadła dichroicznego (DM), jak pokazano na Rysunek 2. W celu wygenerowania fotonów splątanych polaryzacją o stanie jak w (6) należy ustawić stan polaryzacji lasera pompującego o przekątnej (D) ustawiając HWP na 22,5o, a QWP na 0o.

2. Budowa układu interferometrycznego

  1. Umieść zwierciadło dichroiczne (DM), zwierciadło zwykłe, PBS i kryształ ppKTP o wymiarach: 10 mm długości (krystalograficzna oś x), 10 mm szerokości (oś y) i 1 mm grubości (oś z), jak pokazano na Rysunek 2. PBS działa zarówno na długości fali lasera (405 nm), jak i fotonów konwersji w dół (810 nm). Okres polowania kryształu ppKTP wynosi 3,425 figure-protocol-1, który jest przeznaczony dla współliniowego SPDC typu 0 z pompą laserową 405 nm i ma powłokę antyrefleksyjną na obu długościach fal.
  2. Wyreguluj PBS i lustra za pomocą lasera pompującego (405 nm) i lasera referencyjnego (810 nm). Ponieważ długość od wejścia do wyjścia interferometru wynosi około 600 mm, należy ustawić światło przechodzące i odbite z PBS równolegle na ponad 600 mm (pożądane na kilka metrów), aby uzyskać dopasowania w trybie przestrzennym.
  3. Umieść HWP1 i HWP2 w konfiguracji. Działają zarówno na falach 405 nm, jak i 810 nm. Dostosuj HWP tak, aby były prostopadłe do padającego światła, wykorzystując światło odbite od powierzchni. Ustaw kąt HWP1 na 45o i HWP2 na 22.5o
  4. Umieść retroreflektor w konfiguracji. Ustawić światło odblaskowe w taki sposób, aby wiązki odniesienia w kierunku zgodnym z ruchem wskazówek zegara (CW) i przeciwnym do ruchu wskazówek zegara (CCW) były w tym samym trybie przestrzennym. Umieść kamery z urządzeniami ze sprzężeniem ładunkowym (CCD) w trybie 1 i 2 w Rysunek 2, aby odnieść obrazy profilujące wiązkę z wyjścia interferometru. Wyreguluj lusterko i retroreflektor, aby dopasować tryb przestrzenny, odwołując się do obrazów profilowania w kamerze.
  5. Umieść soczewkę skupiającą między QWP dla lasera i DM. Ponieważ długość od wejścia do wyjścia interferometru wynosi około 600 mm, wybierz obiektyw o długości ostrości 300 mm. Empirycznie ustaw ognisko wejściowej pompy laserowej tak, aby nie znajdowało się dokładnie w środkowym punkcie interferometru, ale w pobliżu pozycji generacji drugiego SPDC, aby uzyskać ten sam poziom wydajności generowania fotonów konwersji w dół między pierwszym a drugim SPDC.
  6. Wyjmij kamerę CCD i umieść QWP, polaryzatory (POL), filtry interferencyjne (IF) o środku 810 nm i szerokości pasma 3 nm w trybie 1 i 2, jak pokazano na Rysunek 2. Dostosuj elementy optyczne tak, aby były prostopadłe do padającego światła za pomocą światła odbitego. Sprzęgnij referencyjne wiązki laserowe ze światłowodami wielomodowymi za pomocą sprzęgaczy światłowodowych do wykrywania.
  7. Umieść obiektyw o ogniskowej 300 mm między DM i QWP w trybie 1 i trybie 2. Spraw, aby wyjściowe referencyjne wiązki laserowe kolimowały w celu wykrycia.
  8. Podłącz światłowody wielomodowe do modułów zliczających pojedyncze fotony (SPCM) zbudowanych z krzemowych (Si) fotodiod lawinowych. Wyłączyć laser referencyjny. Włącz SPCM w stanie ciemni i policz fotony przekonwertowane w dół.
  9. Dostosuj temperaturę kryształu ppKTP zamontowanego na regulatorze temperatury, odwołując się do szybkości zliczania fotonów konwersji w dół. Odpowiednia temperatura to zazwyczaj 25-30 °C.
  10. Dostosuj kąt nachylenia HWP1, aby zmaksymalizować szybkość zliczania fotonów konwersji w dół. Jeśli szybkość zliczania jest zbyt słaba, zmierz zliczenia bez elementów optycznych w trybie 1 i 2.

3. Procedura pomiaru liczby zbiegów okoliczności

  1. Wybierz bazy polaryzacji w trybie 1 i 2, aby zmierzyć padające fotony splątane polaryzacją za pomocą POL i QWP, jak pokazano na Rysunek 3. Do pomiaru padającego fotonu o zasadzie H(V) należy ustawić QWP na 0o, a POL na 0o (90o). Do pomiaru padającego fotonu o zasadzie D(A) należy ustawić QWP na 0o, a POL na 45o (-45o). Do pomiaru padającego fotonu o zasadzie R(L) należy ustawić QWP na 45o (-45o), a POL na 0o.
  2. Podłącz sygnał logiczny tranzystor-tranzystor (TTL) generowany przez SPCM w trybie 2 do wejścia sygnału startowego przetwornika czasu na amplitudę (TAC), a sygnał w trybie 1 do wejścia sygnału zatrzymania po przejściu przez elektryczną linię opóźniającą (Delay). TAC generuje sygnały elektryczne o napięciu od 0 do 10 V, odpowiadające opóźnieniu czasowemu między dwoma sygnałami.
    1. W tym eksperymencie ustaw opóźnienie czasowe ΔT na 50 ns, wybierając piny linii opóźniającej. Ustaw wyświetlacz komputera tak, aby pokazywał zakres czasu 100 ns, ustawiając pokrętło TAC. Następnie TAC generuje sygnały 5 V jako czas opóźnienia 50 ns podawany przez elektryczną linię opóźniającą. W związku z tym sygnały 5 V odpowiadają koincydencjom w czasie opóźnienia 0 ns rzeczywistych impulsów pochodzących z SPCM. Zbieżności w czasie opóźnienia 0 ns pojawiają się w środku zakresu czasu wyświetlania, jak pokazano na Rysunek 3.
  3. Kliknij przycisk Start oprogramowania o nazwie MAESTRO-32, aby zmierzyć rozkład wysokości impulsu i zarejestrować rozkład za pomocą sterowanego komputerowo (PC) analizatora wielokanałowego (MCA). W tym eksperymencie ustaw czas pomiaru TAC na 30 s. Przeanalizować rozkład wysokości impulsów TAC od 0 do 10 V, który odpowiadał czasowi opóźnienia od -50 do 50 ns między padającymi fotonami a SPCM, przy ustawieniu opisanym w kroku 3.2.
  4. Po zarejestrowaniu rozkładu wysokości impulsu uzyskaj dane dotyczące rozkładu wysokości impulsu dla kilku podstaw polaryzacji, jak pokazano na Rysunek 4. Wybierz przedział czasu, który ma być brany pod uwagę przy liczeniu zbieżności na potrzeby analizy danych. Ponieważ szerokość piku impulsu jest określana przez czas rozdzielczości SPCM wynoszący ~ 1 ns, okno czasowe koincydencji musi być większe niż czas rozdzielczości.
    1. W tym eksperymencie wybierz okno czasowe koincydencji na 10 ns. Oszacuj liczbę zbiegów okoliczności, całkując obszar okna czasowego.

4. Procedura szacowania parametrów Fidelity i Bell

  1. Wyznacz spolaryzowane korelacje drugiego rzędu figure-protocol-2 i korelacje drugiego rzędu spolaryzowane krzyżowo figure-protocol-3, gdzie figure-protocol-4 odnosi się do stanów polaryzacji H, D i R, a figure-protocol-5odnosi się do stanów polaryzacji krzyżowej V, A i L. Funkcje te można uzyskać, dzieląc zmierzone liczby zbieżności figure-protocol-6 przez poziom tła figure-protocol-7. Rysunek 4 pokazuje faktycznie zmierzony rozkład wysokości impulsów zliczeń koincydencji z kilkoma podstawami polaryzacji dla 30s.
    UWAGA: Na przykład, zliczanie koincydencji z podstawą polaryzacji HH daje figure-protocol-8 liczba/30 s dla okna koincydencji 10 ns. Średni poziom gruntu z tyłu dla okna koincydencji oblicza się jako 4,3 zliczenia/30 s. Ponieważ korelacje drugiego rzędu są określone przez figure-protocol-9, spolaryzowane funkcje korelacji drugiego rzędu o podstawie polaryzacji HH stają się figure-protocol-10. Podobnie funkcje korelacji drugiego rzędu z innymi bazami polaryzacji są podane jako: figure-protocol-11, oraz figure-protocol-12 oraz spolaryzowane krzyżowo funkcje korelacji drugiego rzędu jako: figure-protocol-13 oraz figure-protocol-14.
  2. Określ stopień korelacji polaryzacji między dwoma fotonami dla trzech zasad polaryzacji zdefiniowanych przez20,21:
    figure-protocol-15 (7)
    gdzie figure-protocol-16 odnosi się do podstaw polaryzacji podstaw prostoliniowych (H i V), ukośnych (D i A) i kołowych (R i L). Zmierzone funkcje korelacji drugiego rzędu podają stopień każdej podstawy polaryzacji w następujący sposób: figure-protocol-17, oraz figure-protocol-18.
  3. Określ wierność wygenerowanych splątanych fotonów. Oblicz wierność stanu splątanego polaryzacją względem stanu (6) w trzech podstawach20,21:
    figure-protocol-19
    Zmierzone stopnie korelacji polaryzacji wynosiły figure-protocol-20. Liczba ta przekroczyła klasyczną granicę korelacji polaryzacji wynoszącą 0,50.
  4. Określ parametry Bella wygenerowanych splątanych fotonów21. Oblicz parametry z korelacji polaryzacji w następujący sposób: 19,20:
    figure-protocol-21
    figure-protocol-22
    figure-protocol-23
    Zmierzonymi podstawami korelacji polaryzacji były figure-protocol-24. Liczby te przekraczają klasyczny limit parametrów wynoszący 2 i naruszają nierówność Bella.

Wyniki

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

Omówiono system optyczny do generowania bezwarunkowych splątanych fotonów dla stanów polaryzacji na podstawie wielu interferencji kwantowych i schematów detekcji w celu oszacowania eksperymentalnej wierności korelacji polaryzacji generowanych par fotonów. Szacowana wierność generowanych fotonów przekroczyła klasyczną granicę korelacji lokalnej wynoszącą 0,50. Zmierzone parametry Bella przekroczyły klasyczną granicę parametrów wynoszącą 2 i naruszyły nierówność Bella. W niniejszej pracy do oceny tych parametrów wykorzystano pomiary koincydencji uzyskane z co najmniej sześciu kombinacji zasad polaryzacji. Ponadto możliwe jest całkowite zrekonstruowanie macierzy gęstości wygenerowanych fotonów splątanych polaryzacją za pomocą tomografii stanów kwantowych, która wymaga pomiarów koincydencji 16 kombinacji zasad polaryzacji18.

figure-results-1
Rysunek 1: Schemat zintegrowanego interferometru Sagnaca o polaryzacji dwuprzebiegowej. (a) Generowanie par fotonów po pierwszej spontanicznej parametrycznej konwersji w dół (SPDC). (b) Rotacja polaryzacji par fotonów przez płytkę półfalową (HWP1). (c) Generowanie par fotonów po drugim SPDC. (d) Interferencja kwantowa pomiędzy parami fotonów pierwszego i drugiego SPDC przez HWP2. (e) Wyjściowe pary fotonów wytwarzane w kierunku zgodnym z ruchem wskazówek zegara (CW). (f) Wyjściowe pary fotonów wytwarzane w kierunku przeciwnym do ruchu wskazówek zegara (CCW). Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

figure-results-2
Rysunek 2:Ogólny system optyczny do generowania bezwarunkowo splątanych polaryzacji fotonów. Pierwsza płyta półfalowa (HWP) i płyta ćwierćfalowa (QWP) służą do ustawiania stanu polaryzacji lasera pompującego przechodzącego przez światłowód utrzymujący polaryzację (PMF). Fotony wyjściowe były przepuszczane przez soczewki, QWP, polaryzatory (POL) i filtry interferencyjne (IF) w modach 1 i 2 i wykrywane przez moduły zliczające pojedyncze fotony (SPCM). Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

figure-results-3
Rysunek 3: Ogólny system wykrywania koincydencji dla generowanych fotonów splątanych polaryzacyjnie. Sygnały elektryczne z SPCM zostały wykorzystane do uruchamiania i zatrzymywania sygnału przetwornika czasu do amplitudy (TAC) poprzez elektryczną linię opóźniającą (Delay). Rozkład wysokości impulsów uzyskany z różnicy czasu analizowano za pomocą sterowanego komputerowo (PC) analizatora wielokanałowego (MCA). Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

figure-results-4
Rysunek 4: Zmierzone rozkłady różnic czasu z ustawieniami polaryzatora równoległego i ortogonalnego. Kombinacje są poziome (H), pionowe (V), ukośne (D), antydiagonalne (A), prawo-kołowe (R) i lewo-kołowe (L) podstawy polaryzacji. Kliknij tutaj, aby zobaczyć większą wersję tego rysunku.

Dyskusja

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

Krytycznym krokiem w protokole jest to, jak zmaksymalizować wierność generowanych splątanych fotonów polaryzacji. Szacowana wierność i parametry Bella są obecnie ograniczone, głównie dlatego, że do zebrania wygenerowanych splątanych fotonów użyliśmy światłowodów wielomodowych. Nachylenie HWP1 wpłynęło na różnicę wysokości modów przestrzennych między fotonami pierwszego i drugiego SPDC i spowodowało niedopasowanie w trybie przestrzennym na wyjściu interferometru Sagnaca. Oczekuje się, że wierność będzie wyższa w przypadku stosowania światłowodów jednomodowych, które odfiltrowują nakładający się na siebie obszar w trybie przestrzennym generowanych pierwszych i drugich fotonów SPDC. Co więcej, efekt dwójłomności kryształu ppKTP wpłynął na niedopasowanie modów między pierwszym a drugim fotonem SPDC. W przyszłości być może uda nam się poprawić te parametry poprzez zastosowanie dodatkowych kryształów kompensacyjnych.

Znaczenie protokołu polega na realizacji kilku właściwości jednocześnie w odniesieniu do istniejącej metody. Źródło polaryzacji Fotony splątane z protokołem mają wysoki współczynnik emisji, są zdegenerowane, mają rozkład szerokopasmowy i są wolne od postselekcji. Charakterystyczną zaletą protokołu jest wielokrotna interferencja kwantowa za pomocą dwuprzebiegowego interferometru Sagnaca o polaryzacji. System fotoniczny umożliwia wykorzystanie dużej sprawności generowania polaryzacyjnych fotonów splątanych oraz rozdzielanie zdegenerowanych par fotonów na różne mody optyczne bez konieczności postselekcji. System wysokowydajnych splątanych fotonów polaryzacyjnych może być stosowany w nowatorskich fotonicznych technologiach informacji kwantowej 1,2,3,4.

Oświadczenia

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

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

Podziękowania

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

To badanie było wspierane przez Fundację Badawczą na rzecz Opto-Nauki i Technologii z Japonii. Dziękujemy dr Tomo Osadzie za przydatne dyskusje.

Materiały

Lista materiałów użytych w tym artykule
NazwaFirmaNumer katalogowyKomentarze
Obiektyw 300 mmThorlabs. INC.AC254-300-B
405nm LDDigi-Key ElectronicsNV4V31SF-A-ND
Linia opóźniającaOrtec INC.DB463
Lustro dichroiczne (DM)Midwest Optical Systems INC.SP650-25.4
Płytka półfalowa (HWP) do 405nmThorlabs. INC.WPH05M-405
Płyta półfalowa (HWP) dla podwójnych długości falMeadowlark Co.DHHM-100-0405/0810?
Filtr zakłóceń (IF)IDEX Health & Science, LLCLL01-808-12.5
Analizator wielokanałowy (MCA)Ortec INC.Oprogramowanie EASY-MCA-2KMAESTRO-32
Włókno utrzymujące polaryzacjęThorlabs. INC.P1-405BPM-FC-1
Polaryzator (POL)Meadowlark Co.
kryształ ppKTPRAICOL CRYSTAL LTD.Typ 0, okres 3,425 mikrona
Płytka ćwierćfalowa (QWP) dla Thorlabs 808nm. INC.WPQ05M-808
Płytka ćwierćfalowa (QWP) do 405nmThorlabs. INC.WPQ05M-405
RetroreflektorNewport Co.U-BER 1-1S
Moduł zliczania pojedynczych fotonów (SPCM)Laser Cpmponents LTD.Licznik -100C-FCFC podłączający
przetwornik czasu do amplitudy (TAC)Ortec INC.567
G335743000 SZT.

Bibliografia

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

Przedruki i uprawnienia

Poproś o pozwolenie na ponowne wykorzystanie tekstu lub ilustracji tego artykułu JoVE

Poproś o pozwolenie

Tagi

Interferometr Sagnacaparametryczna konwersja w dgenerowanie par foton wpomiar parametru Bellaanaliza wierno cidetekcja koincydencjikryszta ppKTPzliczanie pojedynczych foton w

Powiązane artykuły