Name: Inżynieria stanu kwantowego światła za pomocą optycznych oscylatorów parametrycznych o fali ciągłej (Wideo) | JoVE Journal
Uploaded: 2014-05-30T13:00:00.000+00:00
Duration: 9 min 23 s
Description: Poznaj inżynierię stanów kwantowych światła przy użyciu optycznych oscylatorów parametrycznych. Metoda warunkowego przygotowania umożliwia generowanie stanów niegaussowskich z wysoką wiernością.

ai_agent_IP

ai_agent

maintenance

instantTrialDurationMinutes

isBiopharma

enableNewMyJoveSectionDesign

educationFeatures

seoMetaApi

ai_copilot_institution_blacklist

ai_chat_institution_blacklist

freeAccessWindow

ssoRoleCapture

scheduledMaintenanceBanner

joveLabsFeatures

disable_autoplay_for_bots

extended_trial_duration

5 minutes

Ta praca jest wspierana przez ERA-NET CHIST-ERA (projekt 'QScale') oraz przez grant startowy ERC 'HybridNet'. F. Barbosa dziękuje za wsparcie ze strony CNR i FAPESP, a K. Huang wsparcie ze strony Fundacji dla Autora Narodowej Doskonałej Rozprawy Doktorskiej Chin (PY2012004) oraz Chińskiej Rady Stypendialnej. C. Fabre i J. Laurat są członkami Institut Universitaire de France.

1. Optyczny oscylator parametryczny
<ol>
	<li>Zbuduj półmonolityczną wnękę liniową o długości 4 cm (w celu poprawy stabilności mechanicznej i zmniejszenia strat wewnątrz wnęki). Lustro wejściowe jest bezpośrednio powlekane na jednej powierzchni kryształu nieliniowego.</li>
	<li>Wybierz odbicie sprzęgła wejściowego 95% dla pompy przy 532 nm i wysokie odbicie dla sygnału i koła napinającego przy 1 064 nm. I odwrotnie, wybierz łącznik wyjściowy tak, aby był silnie odblaskowy dla pompy i miał transmitancję T = 10% dla podczerwieni. Swobodny zakres spektralny OPO jest równy Δω = 4,3 GHz, a szerokość pasma wynosi około 60 MHz. Spraw, aby wnęka była potrójnie rezonansowa, tj. dla pompy i dla pól konwertowanych w dół.</li>
	<li>Użyj kryształu KTP dla systemu OPO typu II lub kryształu PPKTP dla OPO typu I. Stabilizuj temperaturę kryształów w temperaturach pasujących do fazy.</li>
	<li>Jako źródło lasera użyj lasera Nd:YAG o podwójnej częstotliwości fali ciągłej. Napompuj OPO przy 532 nm i użyj światła podczerwonego, po filtrowaniu przestrzennym przez wnękę o wysokiej finezji (środek czyszczący), jako lokalny oscylator (LO) do wykrywania homodyn.</li>
	<li>Osiągnij dopasowanie trybu między pompą a trybem wnęki.</li>
	<li>Zablokuj długość wnęki na rezonansie pompy za pomocą techniki Pounda-Drevera-Halla. W tym celu należy zastosować modulację elektrooptyczną 12 MHz do pompy i wykryć światło odbite wstecznie od wnęki za pomocą izolatora optycznego.</li>
</ol>
2. Przygotowanie warunkowe: Filtrowanie ścieżki zwiastującej
<ol>
	<li>Rozdziel wyjście OPO na dwa tryby. Jeden odpowiada trybowi zwiastowania, podczas gdy drugi jest stanem zwiastowanym, który zostanie wykryty przez detekcję homodynową.</li>
	<li>Skieruj tryb zwiastowania w kierunku detektora pojedynczych fotonów. W szczególności w przypadku OPO typu II należy oddzielić tryby sygnału ortogonalnego i biegu za pomocą spolaryzowanego rozdzielacza wiązki (PBS). W przypadku OPO typu I należy wystukać niewielką część (3%) ściśniętej próżni za pomocą rozdzielacza wiązki (BS).</li>
	<li>Przefiltruj tryb zwiastuna, aby usunąć tryby niezdegenerowane częstotliwości ze względu na wnękę OPO. W przypadku OPO dane wyjściowe rzeczywiście zawierają wiele parami skorelowanych, ale oddzielonych spektralnie modów, ω0+nΔω i ω0-nΔ ω, gdzie n jest liczbą całkowitą. Aby wygenerować stan zwiastowany na częstotliwości nośnej, konieczne jest odfiltrowanie wszystkich tych niezdegenerowanych modów.
	<ol>
		<li>Najpierw należy użyć filtra interferencyjnego o szerokości pasma 0,5 nm.</li>
		<li>Dodaj do tego liniową wnękę Fabry'ego-Perota domowej roboty o swobodnym zakresie spektralnym 330 GHz i szerokości pasma 300 MHz (długość około 0,4 mm i finezja około 1000). Szerokość pasma wnęki jest tak dobrana tak, aby była większa niż szerokość pasma OPO, a swobodny zakres widmowy był większy niż okno częstotliwości filtra interferencyjnego.</li>
		<li>Osiągnij co najmniej 25 dB tłumienia w trybach niezdegenerowanych.</li>
	</ol>
	</li>
	<li>Zablokować filtrującą wnękę Fabry'ego-Perota za pomocą techniki dithe-and-lock.
	<ol>
		<li>W tym celu należy wstrzyknąć rozchodzącą się do tyłu wiązkę pomocniczą za pomocą przełącznika optycznego i odrzucić ją przy wejściu do wnęki filtracyjnej przez izolator optyczny. Wykryj światło na wyjściu.</li>
		<li>Zablokować wnękę na 10 ms i rozpocząć po okresie pomiaru przez 90 ms z wyłączoną wiązką pomocniczą.</li>
	</ol>
	</li>
	<li>Wykrywanie filtrowanego trybu zwiastowania przez detektor pojedynczych fotonów w okresie pomiaru. Nadprzewodzący detektor pojedynczych fotonów (SSPD) służy do ograniczania ilości ciemnego szumu (kilka Hz), który w przeciwnym razie pogorszyłby wierność stanu warunkowego.</li>
</ol>
3. Tomografia stanu kwantowego za pomocą detekcji homodyny
<ol>
	<li>Wykryj stan zwiastany za pomocą zrównoważonej detekcji homodynowej składającej się z rozdzielacza wiązki 50/50, w którym pole do scharakteryzowania i silny lokalny oscylator fali ciągłej (LO, 6 mW) są doprowadzane do interferencji, oraz pary fotodiod InGaAs o wysokiej sprawności kwantowej.</li>
	<li>W celu wyrównania detekcji należy wstrzyknąć do wnęki OPO jasną wiązkę pomocniczą o długości fali 1,064 nm i dopasować ten tryb do trybu LO. Osiągnij widoczność na obrzeżach bliską jedności. Każda niezgodność modów przekłada się kwadratowo na straty wykrywalności.</li>
	<li>Sprawdź właściwości wykrywania homodyn. Przy mocy LO 6 mW limit szumów strzału (SNL) jest płaski do 50 MHz. Jest to ponad 20 dB powyżej szumu elektronicznego przy niskiej częstotliwości analizy (MHz), 16 dB powyżej przy częstotliwości analizy 50 MHz. Odległość ta jest parametrem krytycznym, ponieważ przekłada się na straty w wykrywaniu (odległość 10 dB (20 dB) przekłada się na 10% (1%) strat efektywnych)24.</li>
	<li>Dla każdego zdarzenia detekcji z detektora pojedynczych fotonów należy zarejestrować fotoprąd homodynowy za pomocą oscyloskopu z częstotliwością próbkowania 5 Gs/s przez 100 ns. Przemiataj fazę LO za pomocą lustra zamontowanego na PZT podczas pomiaru.</li>
	<li>Przefiltruj każdy zarejestrowany segment za pomocą danej funkcji trybu czasowego, aby uzyskać przy każdym pomyślnym przygotowaniu pojedynczą wartość kwadraturową stanu warunkowego. Optymalna funkcja trybu dla niskiego wzmocnienia jest zbliżona do dwustronnej funkcji wykładniczej25 ze stałą zaniku równą odwrotności szerokości pasma OPO. Optymalny tryb można również znaleźć, korzystając z rozwinięcia funkcji własnej funkcji autokorelacji26.</li>
	<li>Zgromadź pomiary (do tomografii wymagane jest 50 000) i przetwórz dane za pomocą algorytmu maksymalnego prawdopodobieństwa27. Procedura ta umożliwia rekonstrukcję macierzy gęstości stanu zwiastowanego i odpowiadającej jej funkcji Wignera8.</li>
</ol>
4. Warunkowe przygotowanie stanu pojedynczego fotonu z OPO typu II
<ol>
	<li>Pompuj OPO typu II znacznie poniżej progu (1 mW tutaj dla progu 80 mW), aby mieć bardzo niskie prawdopodobieństwo par wielofotonowych.</li>
</ol>
5. Warunkowe przygotowanie superpozycji stanu koherentnego za pomocą OPO typu I
<ol>
	<li>Sprawdź ściśnięte podciśnienie generowane przez OPO blisko progu za pomocą analizatora widma. Zmierzone widma hałasu pokazano na rysunku 3.</li>
	<li>Uruchom OPO z mocą pompy umożliwiającą obserwację około 3 dB ściskania przy niskich częstotliwościach wstęgi bocznej (kilka MHz).</li>
	<li>W pomiarze homodyny informacja o fazie jest ważna dla stanów zależnych od fazy, takich jak stan CSS. Zeskanuj fazę LO za pomocą fali piłokształtnej 10 Hz z cyklem pracy 90% (odpowiadającym 90 ms okresu pomiaru i 10 ms okresu blokowania). Zsynchronizuj przemiatanie, aby upewnić się, że w okresie pomiaru występuje pojedyncze jednokierunkowe przemiatanie lusterka zamontowanego na PZT.</li>
	<li>Użyj sygnału homodyny, aby zmierzyć wariancję, a następnie wywnioskować fazę mierzonej kwadratury.</li>
</ol>

<ol><li>Dell'Anno, F., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Multiphoton+quantum+optics+and+quantum+state+engineering%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Reports%22%5BJournal%5D)">Multiphoton quantum optics and quantum state engineering.</a> Phys. Reports. 428, 53-168 (2006).</li>
<li>O'Brien, J. L., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Photonic+quantum+technologies%5BTitle%5D)+AND+%22Nature+Photon%22%5BJournal%5D)">Photonic quantum technologies.</a> Nature Photon. 3, 687-695 (2009).</li>
<li>Bachor, H. -A., Ralph, T. C. <a target="_blank" href="http://scholar.google.com/scholar?hl=en&safe=off&q=author%3aBachor%2C+H-A+%22A+guide+to+experiments+in+quantum+optics%22">A guide to experiments in quantum optics</a>. , Wiley VCH. (2004).</li>
<li>Reid, M. D., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((The+Einstein-Podolsky-Rosen+paradox%3A+from+concepts+to+applications%5BTitle%5D)+AND+%22Rev.+Mod.+Phys%22%5BJournal%5D)">The Einstein-Podolsky-Rosen paradox: from concepts to applications.</a> Rev. Mod. Phys. 81, 1727-1751 (2009).</li>
<li>Van Loock, P. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Optical+hybrid+approaches+to+quantum+information%5BTitle%5D)+AND+%22Laser+%26+Photonics+Review%22%5BJournal%5D)">Optical hybrid approaches to quantum information.</a> Laser & Photonics Review. 5, 167-200 (2011).</li>
<li>Knill, E., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((A+scheme+for+efficient+quantum+computation+with+linear+optics%5BTitle%5D)+AND+%22Nature%22%5BJournal%5D)">A scheme for efficient quantum computation with linear optics.</a> Nature. 409, 46-52 (2001).</li>
<li>Ralph, T. C., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+computation+with+optical+coherent+states%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+A%22%5BJournal%5D)">Quantum computation with optical coherent states.</a> Phys. Rev. A. 68, 042319(2003).</li>
<li>Leonhardt, U. <a target="_blank" href="http://scholar.google.com/scholar?hl=en&safe=off&q=author%3aLeonhardt%2C+U+%22Measuring+the+quantum+state+of+light%22">Measuring the quantum state of light</a>. , Cambridge University Press. Cambridge. (1997).</li>
<li>Hong, C. K., Mandel, L. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Experimental+realization+of+a+localized+one-photon+state%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Experimental realization of a localized one-photon state.</a> Phys. Rev. Lett. 56, 58-60 (1986).</li>
<li>Lvovsky, A. I., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+state+reconstruction+of+the+single-photon+Fock+state%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Quantum state reconstruction of the single-photon Fock state.</a> Phys. Rev. Lett. 87, (2001).</li>
<li>Ourjoumtsev, A., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Generating+optical+Schr%C3%B6dinger+kittens+for+quantum+information+processing%5BTitle%5D)+AND+%22Science%22%5BJournal%5D)">Generating optical Schrödinger kittens for quantum information processing.</a> Science. 312, 83-86 (2006).</li>
<li>D'Auria, V., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Effect+of+the+heralding+detector+properties+on+the+conditional+generation+of+single-photon+states%5BTitle%5D)+AND+%22Eur.+Phys.+Journ.+D%22%5BJournal%5D)">Effect of the heralding detector properties on the conditional generation of single-photon states.</a> Eur. Phys. Journ. D. 66, 249(2012).</li>
<li>D'Auria, V., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+decoherence+of+single-photon+counters%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Quantum decoherence of single-photon counters.</a> Phys. Rev. Lett. 107, (2011).</li>
<li>Huisman, S. R., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Instant+single-photon+Fock+state+tomography%5BTitle%5D)+AND+%22Opt.+Lett%22%5BJournal%5D)">Instant single-photon Fock state tomography.</a> Opt. Lett. 34, 2739-2741 (2009).</li>
<li>Morin, O., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((High-fidelity+single-photon+source+based+on+a+Type+II+optical+parametric+oscillator%5BTitle%5D)+AND+%22Opt.+Lett%22%5BJournal%5D)">High-fidelity single-photon source based on a Type II optical parametric oscillator.</a> Opt. Lett. 37, 3738-3740 (2012).</li>
<li>Ou, Z. Y., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Realization+of+the+Einstein-Podolski-Rosen+paradox+for+continuous+variables%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Realization of the Einstein-Podolski-Rosen paradox for continuous variables.</a> Phys. Rev. Lett. 68, 3663-3666 (1992).</li>
<li>Laurat, J., et al. <a target="_blank" href="http://scholar.google.com/scholar?hl=en&safe=off&q=author%3aLaurat%2C+J+%22Type-II+Optical+Parametric+Oscillator%3A+a+versatile+source+of+quantum+correlations+and+entanglement+in+Quantum+information+with+continuous-variables+of+atoms+and+light%22">Type-II Optical Parametric Oscillator: a versatile source of quantum correlations and entanglement in Quantum information with continuous-variables of atoms and light</a>. , Imperial College Press. (2005).</li>
<li>Laurat, J., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Compact+source+of+Einstein-Podolski-Rosen+entanglement+and+squeezing+at+very+low+noise+frequencies%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+A%22%5BJournal%5D)">Compact source of Einstein-Podolski-Rosen entanglement and squeezing at very low noise frequencies.</a> Phys. Rev. A. 70, (2004).</li>
<li>D'Auria, V., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Full+characterization+of+Gaussian+bipartite+entangled+states+by+a+single+homodyne+detector%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Full characterization of Gaussian bipartite entangled states by a single homodyne detector.</a> Phys. Rev. Lett. 102, (2009).</li>
<li>Dakna, M., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Generating+Schr%C3%B6dinger-cat-like+states+by+means+of+conditional+measurements+on+a+beam+splitter%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+A%22%5BJournal%5D)">Generating Schrödinger-cat-like states by means of conditional measurements on a beam splitter.</a> Phys. Rev. A. 55, 3184-3194 (1997).</li>
<li>Gerrits, T., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Generation+of+optical+coherent-state+superpositions+by+number-resolved+photon+subtraction+from+the+squeezed+vacuum%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+A%22%5BJournal%5D)">Generation of optical coherent-state superpositions by number-resolved photon subtraction from the squeezed vacuum.</a> Phys. Rev. A. 82, (2010).</li>
<li>Neergaard-Nielsen, J. S., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Generation+of+a+Superposition+of+Odd+Photon+Number+States+for+Quantum+Information+Networks%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Generation of a Superposition of Odd Photon Number States for Quantum Information Networks.</a> Phys. Rev. Lett. 97, (2006).</li>
<li>Wakui, K., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Photon+subtracted+squeezed+states+generated+with+periodically+poled+KTiOPO4%5BTitle%5D)+AND+%22Opt.+Express%22%5BJournal%5D)">Photon subtracted squeezed states generated with periodically poled KTiOPO4.</a> Opt. Express. 15, 3568-3574 (2007).</li>
<li>Kumar, R., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Versatile+wideband+balanced+detector+for+quantum+optical+homodyne+tomography%5BTitle%5D)+AND+%22Optics+Com%22%5BJournal%5D)">Versatile wideband balanced detector for quantum optical homodyne tomography.</a> Optics Com. 285, 5259-5267 (2012).</li>
<li>Nielsen, A. E. B., Mølmer, K. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Single-photon-state+generation+from+a+continuous-wave+nondegenerate+optical+parametric+oscillator%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+A%22%5BJournal%5D)">Single-photon-state generation from a continuous-wave nondegenerate optical parametric oscillator.</a> Phys. Rev. A. 75, (2007).</li>
<li>Morin, O., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Experimentally+accessing+the+optimal+temporal+mode+of+traveling+quantum+light+states%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Experimentally accessing the optimal temporal mode of traveling quantum light states.</a> Phys. Rev. Lett. 111, 213-602 (2013).</li>
<li>Lvovsky, A. I., Raymer, M. G. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Continuous-variable+optical+quantum-state+tomography%5BTitle%5D)+AND+%22Rev.+Mod.+Phys%22%5BJournal%5D)">Continuous-variable optical quantum-state tomography.</a> Rev. Mod. Phys. 81, 299-332 (2009).</li>
<li>Marek, P., Fiurasek, J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Elementary+gates+for+quantum+information+with+superposed+coherent+states%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+A%22%5BJournal%5D)">Elementary gates for quantum information with superposed coherent states.</a> Phys. Rev. A. 82, (2010).</li>
<li>Morin, O., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Remote+creation+of+hybrid+entanglement+between+particle-like+and+wave-like+optical+qubits%5BTitle%5D)+AND+%22Nat.+Photonics.+Eprint%22%5BJournal%5D)">Remote creation of hybrid entanglement between particle-like and wave-like optical qubits.</a> Nat. Photonics. Eprint. , (2013).</li>
</ol>

Autorzy oświadczają, że nie mają konkurencyjnych interesów finansowych.

Przedstawiona tutaj technika przygotowania warunkowego polega zawsze na wzajemnym oddziaływaniu między początkowym zasobem dwudzielnym a pomiarem wykonanym przez detektor zwiastujący. Te dwie składowe silnie wpływają na właściwości kwantowe generowanego stanu.
Po pierwsze, czystość przygotowanych stanów silnie zależy od czystości surowca wyjściowego, dlatego wymagany jest "dobry" OPO. Co to jest "dobry" OPO? Jest to urządzenie, dla którego η skuteczności ucieczki jest bliskie jedności. Paramet...

Zdolność do inżynierii stanu kwantowego przesyłanych pól optycznych jest kluczowym wymaganiem dla nauki i technologii informacji kwantowej1, w tym dla komunikacji, obliczeń i metrologii kwantowej. W niniejszej pracy omawiamy przygotowanie i charakterystykę niektórych specyficznych stanów kwantowych, wykorzystując jako główne źródło światło emitowane przez optyczne oscylatory parametryczne (OPO) w trybie ciągłym3,4, pracujące poniżej progu wzbudzenia. W szczególności rozważone zostaną dwa systemy – OPO z dopasowaniem fazowym typu II oraz OPO typu I – umożliwiające odpowiednio niezawodną generację zwiastowanych pojedynczych fotonów oraz superpozycji koherentnych stanów optycznych (CSS), tj. stanów w formie |α&gt; - |-α&gt;. Stany te stanowią ważne zasoby dla implementacji różnych protokołów informacji kwantowej, od liniowych obliczeń kwantowych w optyce6 po hybrydowe protokoły optyczne5,7. Co istotne, zaprezentowana tutaj metoda pozwala na uzyskanie niskiego udziału próżni oraz emisję w dobrze kontrolowanym modzie czasoprzestrzennym.
Ogólnie rzecz biorąc, stany kwantowe można sklasyfikować jako stany gaussowskie i stany niegaussowskie, w zależności od kształtu rozkładu kwazi-prawdopodobieństwa w przestrzeni fazowej, zwanego funkcją Wignera W(x, p)8. W przypadku stanów niegaussowskich funkcja Wignera może przyjmować wartości ujemne, co jest silnym przejawem nieklasyczności. Superpozycje stanu pojedynczego fotonu lub stanu koherentnego są w istocie stanami niegaussowskimi.
Wydajną procedurę generowania takich stanów nazywa się techniką przygotowania warunkowego, w której początkowy zasób Gaussa jest łączony z tzw. pomiarem niegaussowskim, takim jak zliczanie fotonów9,10,11,12,13. Ten ogólny schemat, probabilistyczny, lecz z heraldyką, został przedstawiony na Rysunku 1a.
<img alt="Schemat warunkowego stanu kwantowego z układem detekcji fotonów dla optyki kwantowej." fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51224/51224fig1highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51224/51224fig1.jpg" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Rycina 1"> 
Rycina 1. (a) Schemat koncepcyjny techniki warunkowego przygotowania. (b) Warunkowe przygotowanie stanu pojedynczego fotonu z ortogonalnie spolaryzowanych par fotonów (OPO typu II) rozdzielonych na polaryzacyjnym dzielniku wiązki. (c) Warunkowe przygotowanie superpozycji stanu koherentnego poprzez odjęcie pojedynczego fotonu ze stanu ściśniętej próżni (OPO typu I).
Poprzez pomiar jednej mody dwudzielnego stanu splątanego, druga moda zostaje rzutowana w stan, który będzie zależał od tego pomiaru oraz od początkowego zasobu splątania12,13.
Jakie zasoby oraz detektor sygnalizujący są wymagane do wygenerowania wyżej wspomnianych stanów? Stany jednofotonowe można generować przy użyciu wiązek bliźniączych, t.j. wiązki skorelowane pod względem liczby fotonów. Detekcja pojedynczego fotonu w jednym modzie sygnalizuje zatem wygenerowanie pojedynczego fotonu w drugim modzie9,10,14,15OPO typu II z degeneracją częstotliwości16,17,18,19 jest rzeczywiście odpowiednim źródłem do tego celu. Fotony sygnałowe i idlerowe są skorelowane pod względem liczby fotonów i emitowane z ortogonalnymi polaryzacjami. Detekcja pojedynczego fotonu w jednej modzie polaryzacyjnej przenosi drugi mod w stan pojedynczego fotonu, jak pokazano w Rysunek 1b.
W odniesieniu do superpozycji stanów koherentnych, mogą być one generowane poprzez odjęcie pojedynczego fotonu ze stanu ściśniętej próżni20 uzyskanego za pomocą impulsowego jednoprzepustowego parametrycznego konwersji obniżającej częstotliwość11,21 lub za pomocą OPO typu I22,23. Odjęcie jest realizowane poprzez pobranie niewielkiej frakcji światła na dzielniku wiązki i detekcję pojedynczego fotonu w tym trybie (Ryc. 1c). Ściśnięta próżnia jest superpozycją stanów o parzystej liczbie fotonów, zatem odjęcie pojedynczego fotonu prowadzi do superpozycji stanów o nieparzystej liczbie fotonów, co charakteryzuje się wysoką wiernością względem linearnej superpozycji dwóch stanów koherentnych o równej i małej amplitudzie. Z tego powodu stan ten bywa określany mianem „kotka Schrödingera”.
Ogólna procedura generowania tych stanów jest zatem podobna, lecz różni się w zależności od głównego źródła światła. Filtrowanie ścieżki sygnalizacyjnej (heralding path) oraz techniki detekcji pozostają takie same, niezależnie od rodzaju zastosowanego OPO. Niniejsza seria protokołów szczegółowo opisuje sposób generowania tych dwóch niegaussowskich stanów z optycznych oscylatorów parametrycznych pracujących w trybie ciągłym oraz metodę ich wysokowydajnej charakterystyki.

<table><tbody><tr><td>Laser pompujący</td><td>Innolight</td><td>Diabolo</td><td>Podwójne wyjście, IR i</td></tr><tr><td>kryształ KTP i PPKTP</td> 532 nm <td>Raicol</td><td></td><td>Dostępne u innych dostawców</td></tr><tr><td>Filtry interferencyjne</td><td>Barr kojarzy Fotodiody</td><td></td><td></td></tr><tr><td>o wysokiej</td><td>sprawności Fermionika</td><td></td><td>Sprawność kwantowa powyżej 97%</td></tr><tr><td>Oscyloskop&nbsp;</td><td>Biegacz falowy Lecroy</td><td>610 Zi</td><td>Służy do akwizycji danych</td></tr><tr><td>Analizator widma</td><td>Agilent</td><td>N9000A</td><td>Dostępne u innych dostawców Rotator</td></tr><tr><td>Faradaya</td><td>Qioptic</td><td>FR-1060-5SC</td><td>Dostępne u innych dostawców</td></tr><tr><td>PZT</td><td>PI</td><td>P-016.00H</td><td>Dostępne u innych dostawców</td></tr><tr><td>Nadprzewodzące detektory pojedynczych fotonów</td><td>Scontel</td><td>SSPD</td><td>low dark liczy</td></tr><tr><td>Przełącznik optyczny</td><td>Thorlabs</td><td>OSW12-980E</td><td>Dostępne u innych dostawców</td></tr></tbody></table>

inżynieria stanu kwantowego światła za pomocą optycznych oscylatorów parametrycznych o fali ciągłej

Quantum State Engineering of Light with Continuous-wave Optical Parametric Oscillators

Inżynieria nieklasycznych stanów pola elektromagnetycznego jest głównym zadaniem optyki kwantowej1,2. Poza ich fundamentalnym znaczeniem, takie stany są w rzeczywistości zasobami do wdrażania różnych protokołów, od ulepszonej metrologii po komunikację kwantową i obliczenia. Do generowania stanów nieklasycznych można wykorzystać różne urządzenia, takie jak pojedyncze emitery, interfejsy światło-materia lub układy nieliniowe3. Skupiamy się tutaj na zastosowaniu optycznego oscylatora parametrycznego o fali ciągłej3,4. System ten oparty jest na nieliniowym krysztale χ2 umieszczonym we wnęce optycznej i jest obecnie dobrze znany jako bardzo wydajne źródło nieklasycznego światła, takiego jak jednomodowa lub dwumodowa próżnia ściskana, w zależności od dopasowania faz krystalicznych. 
Ściśnięta próżnia jest stanem Gaussa, ponieważ jej rozkłady kwadraturowe są zgodne ze statystyką Gaussa. Wykazano jednak, że wiele protokołów wymaga stanów niegaussowskich5. Bezpośrednie generowanie takich stanów jest trudnym zadaniem i wymagałoby silnych nieliniowości χ3. Inna procedura, probabilistyczna, ale zapowiadana, polega na wykorzystaniu nieliniowości wywołanej pomiarem za pomocą techniki preparacji warunkowej operowanej na stanach Gaussa. W tym miejscu szczegółowo opisujemy ten protokół generowania dla dwóch stanów niegaussowskich, stanu pojedynczego fotonu i superpozycji stanów koherentnych, używając dwóch różnie dopasowanych fazowo oscylatorów parametrycznych jako zasobów podstawowych. Technika ta umożliwia osiągnięcie wysokiej wierności ze stanem docelowym i wygenerowanie stanu w dobrze kontrolowanym trybie czasoprzestrzennym.

W przypadku OPO typu II i generowania stanu pojedynczego fotonu o wysokiej wierności: 
Tomograficzna rekonstrukcja stanu zapowiadanego jest przedstawiona na Rysunku 2, gdzie wyświetlono elementy diagonalne zrekonstruowanej macierzy gęstości oraz odpowiadającą im funkcję Wignera. Bez korekt na straty, stan zapowiadany wykazuje udział składowej pojedynczego fotonu na poziomie aż 78%. Po uwzględnieniu całkowitych strat detekcji (15%), wierność stanu względem stanu pojedynczego fotonu osiąga 91%. Składowa...

Opisujemy niezawodne generowanie niegaussowskich stanów podróżujących pól optycznych, w tym stanów pojedynczych fotonów i superpozycji stanów koherentnych, przy użyciu metody warunkowego przygotowania działającej na nieklasycznym świetle emitowanym przez optyczne oscylatory parametryczne. Rozważane są oscylatory typu I i typu II z dopasowaniem fazowym i szczegółowo opisano typowe procedury, takie jak wymagane filtrowanie częstotliwości lub charakterystyka stanu kwantowego o wysokiej wydajności za pomocą homodynowania.

Inżynieria stanu kwantowego światła za pomocą optycznych oscylatorów parametrycznych o fali ciągłej

Engineering non-classical states of the electromagnetic field is a central quest for quantum optics1,2. Beyond their fundamental significance, such states ...

Celem niniejszego eksperymentu jest generowanie stanów niegaussowskich w przemieszczających się polach optycznych z wysoką wiernością, w tym superpozycji pojedynczych fotonów i stanów koherentnych, znanych jako stany kota Schrödingera. Osiąga się to poprzez zastosowanie nieklasycznych wiązek skorelowanych jako głównego źródła światła. W drugim kroku wykrywany jest pojedynczy foton w jednej wiązce, co skutkuje rzutowaniem drugiej wiązki w zapowiadanym warunkowym stanie kwantowym.Technika ta jest znana jako metoda przygotowania warunkowego, w której początkowy zasób Gaussa jest łączony z pomiarem niegaussowskim, takim jak zliczanie fotonów. Następnie stan sygnalizowany jest mierzony za pomocą detekcji homodynowej w celu przeprowadzenia pełnej tomografii stanu kwantowego. Ostatecznie uzyskano wyniki wykazujące wysoką wierność inżynierii stanów kwantowych w oparciu o dwa różne oscylatory parametryczne.Przedstawiona technika umożliwia generowanie stanów kwantowych, które stanowią istotne zasoby dla różnorodnych protokołów informacyjnych. Co ważne, procedura oparta na optycznym oscylatorze parametrycznym (OPO) pozwala na uzyskanie bardzo niskiego poziomu zmieszania z próżnią w stanach ID 80 oraz emisję w ściśle kontrolowanym trybie przestrzennym skierowanym do wnęki OPO. Cecha ta ułatwia wykorzystanie tych stanów w kolejnych protokołach, w których mogą one wymagać interferencji z innymi zasobami optycznymi, na przykład w implementacjach optycznych bramek logicznych lub w bardziej złożonych układach.Konfiguracja układu Aby przeprowadzić tę procedurę, należy zbudować półmonolityczną wnękę liniową w celu poprawy stabilności mechanicznej i zmniejszenia strat wewnątrzwnękowych, która obejmuje kryształ KTP oraz lustro wejściowe naniesione bezpośrednio na jedną z powierzchni kryształu nieliniowego, podczas gdy druga powierzchnia jest pokryta powłoką antyrefleksyjną. Należy wybrać sprzęgacz wejściowy o współczynniku odbicia 95% dla pompy przy 532 nanometrach oraz o wysokim odbiciu dla sygnału i idlera przy 1064 nanometrach. Odwrotnie należy dobrać sprzęgacz wyjściowy tak, aby był on silnie odbijający dla pompy i posiadał określoną transmitancję.T wynosi 10% dla podczerwieni. Wolny zakres spektralny optycznego oscylatora parametrycznego wynosi 4,3 GHz, a szerokość pasma około 60 MHz. Jako źródło lasera użyj laseru neodymowo-itrowo-aluminiowego (Nd:YAG) z podwojeniem częstotliwości w trybie ciągłym do pompowania OPO przy 532 nm, osiągając dopasowanie modów między pompą a modem wnęki.Uzyskaj potrójny rezonans wnęki, regulując temperaturę kryształu oraz częstotliwość lasera. W tym celu monitoruj w oscyloskopie piki transmisji dla światła podczerwonego i zielonego. Do blokady OPO wprowadzane jest również słabe światło podczerwone.Długość wnęki OPO w rezonansie pompy wyznaczona metodą DRE Hall. W tym celu należy zastosować modulację elektrooptyczną pompy i wykryć światło odbite od wnęki przy użyciu izolatora optycznego na dzielniku wiązki polaryzacyjnej. Następnie należy rozdzielić pola sygnałowe i biegu jałowego.Jedna z nich odpowiada modowi zapowiadającemu, podczas gdy druga jest stanem zapowiedzianym, który zostanie wykryty za pomocą detekcji homodynowej. Poprowadź mod zapowiadający do detektora pojedynczych fotonów. Przefiltruj mod zapowiadający, aby usunąć mody niedegenerowane częstotliwościowo wynikające z wnęki OPO.W pierwszej kolejności należy zastosować filtr interferencyjny o szerokości pasma 0,5 nanometrów. Następnie należy dodać własnoręcznie wykonaną liniową wnękę Fabry-Perota o wolnym zakresie widmowym 330 gigaherców i szerokości pasma 300 megaherców. Szerokość pasma wnęki została dobrana tak, aby była większa od szerokości pasma OPO, a wolny zakres widmowy tak, aby był większy od okna częstotliwości filtra interferencyjnego.Osiągnięto co najmniej 25 decybeli całkowitego tłumienia modów niedegenerowanych. Po stabilizacji toru zgodnie ze szczegółami opisanymi w protokole tekstowym, wykryto przefiltrowany mod heraldujący za pomocą detektora pojedynczych fotonów w czasie pomiaru. Zastosowano nadprzewodzący detektor pojedynczych fotonów, aby ograniczyć ilość szumów ciemnych, które w przeciwnym razie spowodowałyby pogorszenie wyników.Wierność stanu warunkowego. Wykryj stan zwiastowany za pomocą zrównoważonej detekcji homodynowej, składającej się z dzielnika wiązki 50:50, w którym do interferencji doprowadzono pole do charakterystyki oraz silny lokalny oscylator fal ciągłych, a także pary fotodiod InGaAs o wysokiej wydajności kwantowej. W celu ustawienia detekcji, wprowadź jasną wiązkę pomocniczą o długości fali 1064 nanometrów do wnęki i mody OPO.Dopasuj to do modu oscylatora lokalnego. Osiągnij widoczność prążków bliską jedności. Każde niedopasowanie modowe przekłada się kwadratowo na straty detekcji.Sprawdź właściwości detekcji homodynowej przy mocy oscylatora lokalnego wynoszącej 6 mW. Granica szumu śrutowego jest płaska do 50 MHz. Wynosi ona ponad 20 dB powyżej szumu elektronicznego przy niskiej częstotliwości analizy oraz 16 dB powyżej przy częstotliwości analizy 50 MHz.Odległość ta jest krytycznym parametrem, ponieważ przekłada się ona na straty w detekcji. Dla każdego zdarzenia detekcji z detektora pojedynczych fotonów należy zapisać prąd fotowy przy użyciu oscyloskopu z częstotliwością próbkowania 5 GSa/s przez okres 100 ns.Podczas pomiaru należy przeprowadzić sweep fazy oscylatora lokalnego za pomocą lustra zamocowanego na przetworniku PZT. Po przefiltrowaniu każdego zarejestrowanego segmentu należy zgromadzić pomiary i poddać dane postprocesowaniu przy użyciu algorytmu maksymalnej wiarygodności. Procedura ta umożliwia rekonstrukcję macierzy gęstości stanu heraldowanego oraz odpowiadającej mu funkcji Wagnera.Rekonstrukcja tomograficzna stanu zapowiedzianego jest zwizualizowana poprzez elementy diagonalne zrekonstruowanej macierzy gęstości oraz odpowiadającą im funkcję Wagnera bez żadnych korekt strat. Stan zapowiedziany wykazuje komponent jednego fotonu na poziomie aż 78%. Uwzględniając całkowite straty detekcji, stan ten osiąga wierność 91% względem stanu jednego fotonu. Komponent dwóch fotonów, wynikający z wielofotonowych par powstałych w procesie konwersji w dół, jest ograniczony do 3%. Podobną procedurę można zastosować w przypadku typu pierwszego, który jest rodzajem światła ściśniętego jednomodowego.Poprzez odbicie niewielkiej frakcji ściśniętych stanów próżni. Za pomocą dzielnika wiązki można odjąć pojedynczy foton, co pozwala na przygotowanie stanu typu „kitten”. Z drugiej strony, tryb warunkujący wymaga takiego samego filtrowania częstotliwości, jak wyjaśniono w pozostałych eksperymentach; stan strzałkowy jest charakteryzowany w ten sam sposób. Przedstawiona tutaj technika przygotowania warunkowego zawsze stanowi interakcję między początkowym źródłem bocznym a pomiarem wykonanym przez detektor ładowania.Te dwa komponenty silnie wpływają na właściwości kwantowe generowanego stanu ze względu na kryształy C, jedność, ucieczkę, wydajność OPO oraz bardzo niski szum ciemny naszego detektora nadprzewodzącego przy dużym obciążeniu. Zaprezentowana tutaj metoda umożliwia niezawodną generację stanów nongo z bardzo wysoką wiernością, ograniczaną głównie przez straty w detekcji. Należy pamiętać, że praca z laserami może być niezwykle niebezpieczna i podczas wykonywania tej procedury zawsze należy przestrzegać środków ostrożności, takich jak noszenie okularów ochronnych do laserów.

quantum-state-engineering-light-with-continuous-wave-optical

Research

JoVE Journal

Engineering

Inżynieria

Inżynieria stanu kwantowego światła za pomocą ciągłych oscylatorów parametrycznych optycznych

Przedstawiono dostosowane techniki opracowane w naszym laboratorium do budowy mikrofalowych systemów fotonicznych opartych na rezonatorach o ultra-wysokim Q w trybie galerii szeptów. Protokoły uzyskiwania i charakteryzowania tych rezonatorów są szczegółowo opisane i podano wyjaśnienie niektórych z ich zastosowań w fotonice mikrofalowej.

Mikrofalowe systemy fotoniczne oparte na rezonatorach z galerią szeptów

Artykuł opisuje procedurę przechowywania pakietów danych optycznych o dowolnej modulacji, długości fali i szybkości transmisji danych. Pakiety te są podstawą nowoczesnej telekomunikacji.

Quasi-light storage dla optycznych pakietów danych

Pamięć echa gradientowego to protokół do przechowywania optycznych stanów kwantowych światła w zespołach atomowych. Pamięć kwantowa jest kluczowym elementem wzmacniacza kwantowego, który może rozszerzyć zakres kwantowej dystrybucji klucza. Przedstawiamy działanie schematu w przypadku implementacji w 3-poziomowym zespole atomowym.

Pamięć kwantowa echa gradientowego w ciepłej parze atomowej

Parametryczne wzbudzenia optomechaniczne zostały ostatnio eksperymentalnie zademonstrowane w mikroprzepływowych rezonatorach optomechanicznych za pomocą ciśnienia promieniowania optycznego i stymulowanego rozpraszania Brillouina. W artykule opisano wytwarzanie tych rezonatorów mikroprzepływowych wraz z metodologiami generowania i weryfikacji oscylacji optomechanicznych.

Produkcja i testowanie mikroprzepływowych oscylatorów optomechanicznych

Prezentujemy protokół tworzenia w czasie rzeczywistym filmu pakietu molekularnej fali rotacyjnej przy użyciu wysokorozdzielczego zestawu do obrazowania eksplozji kulombowskiej.

Bezpośrednie obrazowanie ultraszybkiej rotacji molekularnej sterowanej laserem

Krzemowe układy fotoniczne mają potencjał do realizacji złożonych zintegrowanych systemów kwantowych. Przedstawiono metodę przygotowania i testowania krzemowego układu fotonicznego do pomiarów kwantowych.

Pomiar interferencji kwantowej w źródle fotonów rezonatora z pierścieniem krzemowym

Przedstawiono protokół do praktycznego generowania i spójnego manipulowania wysokowymiarowymi splątanymi stanami fotonów w bin częstotliwości przy użyciu zintegrowanych mikrownęk i standardowych komponentów telekomunikacyjnych.

Generowanie i koherentne sterowanie pulsacyjnymi kwantowymi grzebieniami częstotliwości

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.

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

Przedstawiono metodę budowy niestandardowego, taniego, zsynchronizowanego w trybie femtosekundowego lasera światłowodowego do potencjalnych zastosowań w mikroskopii wielofotonowej, endoskopii i fotomedycynie. Ten laser jest zbudowany przy użyciu dostępnych na rynku części i podstawowych technik łączenia.

Tania, niestandardowa produkcja i działanie lasera femtosekundowego o całkowicie normalnej dyspersji do mikroskopii wielofotonowej

Tutaj opisujemy działanie zintegrowanego obwodu fotonicznego SiN zawierającego optyczne układy fazowane. Obwody służą do emitowania wiązek laserowych o niskiej rozbieżności w bliskiej podczerwieni i kierowania nimi w dwóch wymiarach.

Charakterystyka zintegrowanych optycznych układów fazowych SiN na stanowisku testowym w skali waflowej

Poznaj inżynierię stanów kwantowych światła przy użyciu optycznych oscylatorów parametrycznych. Metoda warunkowego przygotowania umożliwia generowanie stanów niegaussowskich z wysoką wiernością.

Inżynieria stanu kwantowego światła za pomocą optycznych oscylatorów parametrycznych o fali ciągłej

Przeglądaj więcej filmów