Name: System fotoniczny do generowania bezwarunkowych fotonów splątanych polaryzacją w oparciu o wielokrotne interferencje kwantowe (Wideo) | JoVE Journal
Uploaded: 2019-09-05T14:00:00.000+00:00
Duration: 7 s
Description: Poznaj metodę generowania splątanych fotonów polaryzacyjnych bez postselekcji przy użyciu wielokrotnej interferencji kwantowej Hong-Ou-Mandel. System osiąga wysoką wierność splątania 0,85 i dużą przepustowość.

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

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

Przyjęta procedura składa się z czterech głównych etapów, wykorzystujących ogólny układ doświadczalny przedstawiony na Rysunku 2. Pierwszym etapem było przygotowanie lasera pompującego dla procesu SPDC. W drugim etapie, z wykorzystaniem kryształu nieliniowego i optycznych komponentów polaryzacyjnych, skonstruowano interferometr optyczny – interferometr Sagnaca. W trzecim etapie opisano procedurę pomiaru koincydencji z wykorzystaniem komponentów elektrycznych pokazanych na Rysunku 3. Na koniec, rzeczywiste dane korelacji fotonów przedstawione na Rysunku 4 zostały wykorzystane do oszacowania wierności oraz parametrów Bella generowanych bezwarunkowo splątanych polaryzacyjnie fotonów.
1. Konfiguracja lasera pompującego
<ol>
	<li>Włącz jednoczęstotliwościową diodę laserową o długości fali 405 nm ze stabilizacją siatkową. Dostrój moc wyjściową do kilku mW, zmniejszając prąd wejściowy diody laserowej oraz stosując filtry neutralnoprzepuszczalne.</li>
	<li>Zbuduj wnękę zewnętrzną pomiędzy powierzchnią diody laserowej a siatką holograficzną (3 600 mm−1), aby uzyskać pracę jednoczęstotliwościową (tzw. spektrometr). Ustaw siatkę holograficzną pod kątem około 45o względem powierzchni diody laserowej, a następnie powoli obracaj śrubą regulacyjną, aby dostroić kąt i zmaksymalizować moc wyjściową z wnęki, monitorując obraz wiązki.</li>
	<li>Sprzęgnij laser z światłowodem zachowującym polaryzację (PMF), aby uzyskać pracę w pojedynczej modzie przestrzennej. Dostrój śruby sprzęgacza światłowodowego, aby zmaksymalizować moc wyjściową z PMF, korzystając z miernika mocy.</li>
	<li>Skolimuj wiązkę laserową wyjściową z PMF za pomocą soczewki sprzęgacza światłowodowego. Poprowadź wiązkę laserową przez izolator do centrum płytki półfalowej (HWP), płytki ćwierćfalowej (QWP) oraz dichroicznego lustra krótko-przepuszczającego (DM), zgodnie z Rysunkiem 2. W celu generowania fotonów splątanych polaryzacyjnie o stanie opisanym w równaniu (6), ustaw stan polaryzacji lasera pompującego na diagonalny (D), ustawiając HWP pod kątem 22,5o, a QWP pod kątem 0o.</li>
</ol>
2. Budowa układu interferometrycznego
<ol>
	<li>Umieść lustro dichroiczne (DM), zwykłe lustro, pryzmę PBS oraz kryształ ppKTP o wymiarach: 10 mm długości (krystalograficzna oś x), 10 mm szerokości (oś y) i 1 mm grubości (oś z), zgodnie z Rysunkiem 2. PBS pracuje zarówno na długości fali lasera (405 nm), jak i na długości fali fotonów powstałych w wyniku konwersji w dół (810 nm). Okres polingu kryształu ppKTP wynosi 3,425 <img alt="Schemat chromatografii przedstawiający układ separacji DNA; widoczne mikrokolomna, przepływ rozpuszczalnika, jednostki μm." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq19.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 19">, co jest zaprojektowane dla kolinearnego procesu SPDC typu-0 z pompą laserową 405 nm i posiada powłokę antyrefleksyjną dla obu długości fal.</li>
	<li>Wyreguluj PBS i lustra, korzystając z lasera pompowego (405 nm) i lasera referencyjnego (810 nm). Ponieważ odległość od wejścia do wyjścia interferometru wynosi około 600 mm, ustaw wiązkę przechodzącą i odbitą z PBS tak, aby były one równoległe na odcinku przekraczającym 600 mm (optymalnie przez kilka metrów), w celu zapewnienia dopasowania modów przestrzennych.</li>
	<li>Wprowadź do układu HWP1 i HWP2. Pracują one dla długości fal 405 nm oraz 810 nm. Ustaw płytki HWP prostopadle do padającego światła, korzystając z wiązki odbitej od powierzchni. Ustaw kąt HWP1 na 45o, a HWP2 na 22,5o</li>
	<li>Umieść w układzie retroreflektor. Wyreguluj pozycję retroreflektora tak, aby referencyjne wiązki zgodne z ruchem wskazówek zegara (CW) i przeciwne do ruchu wskazówek zegara (CCW) znajdowały się w tym samym modzie przestrzennym. Umieść kamery o ładunkach sprzężonych (CCD) na modach 1 i 2 w Rysunku 2, aby analizować obrazy profilu wiązki z wyjścia interferometru. Wyreguluj lustro i retroreflektor, aby uzyskać dopasowanie modów przestrzennych na podstawie obrazów profilu z kamery.</li>
	<li>Umieść soczewkę skupiającą między QWP dla lasera a DM. Ponieważ odległość od wejścia do wyjścia interferometru wynosi około 600 mm, wybierz soczewkę o ogniskowej 300 mm. Empirycznie ustaw punkt ogniskowania wejściowej pompy laserowej tak, aby nie znajdował się dokładnie w środku interferometru, lecz w okolicy pozycji generowania drugiego procesu SPDC, aby uzyskać zbliżoną wydajność generowania fotonów konwertowanych w dół dla pierwszego i drugiego SPDC.</li>
	<li>Usuń kamerę CCD i umieść QWP, polaryzatory (POL) oraz filtry interferencyjne (IF) z centralną długością fali 810 nm i szerokością pasma 3 nm w modach 1 i 2, zgodnie z Rysunkiem 2. Wyreguluj elementy optyczne tak, aby były prostopadłe do padającego światła, korzystając z wiązki odbitej. Wprowadź referencyjne wiązki laserowe do światłowodów wielomodowych za pomocą sprzęgać światłowodowych w celu detekcji.</li>
	<li>Umieść soczewkę skupiającą 300 mm pomiędzy DM a QWP w modzie 1 i modzie 2. Ustaw wyjściowe referencyjne wiązki laserowe w kolimację do detekcji.</li>
	<li>Podłącz światłowody wielomodowe do modułów zliczania pojedynczych fotonów (SPCM) zbudowanych z krzemowych (Si) fotodiod lawinowych. Wyłącz laser referencyjny. Włącz SPCM w warunkach zaciemnienia i zlicz fotony konwertowane w dół.</li>
	<li>Dostrój temperaturę kryształu ppKTP zamontowanego na kontrolerze temperatury, monitorując szybkość zliczania fotonów konwertowanych w dół. Odpowiednia temperatura wynosi zazwyczaj 25-30 °C.</li>
	<li>Wyreguluj kąt nachylenia HWP1, aby zmaksymalizować szybkość zliczania fotonów konwertowanych w dół. Jeśli szybkość zliczania jest zbyt niska, zmierz liczbę zliczeń bez elementów optycznych w modach 1 i 2.</li>
</ol>
3. Procedura pomiaru zliczeń koincydencji
<ol>
	<li>Wybierz bazy polaryzacyjne w trybie 1 i 2, aby zmierzyć padające fotony splątane polaryzacyjnie, używając polaryzatorów (POL) i ćwierćfalowych płytek kwarcowych (QWP) zgodnie z Rysunkiem 3. Do pomiaru padającego fotonu w bazie H (V) ustaw QWP na 0o i POL na 0o (90o). Do pomiaru padającego fotonu w bazie D (A) ustaw QWP na 0o i POL na 45o (-45o). Do pomiaru padającego fotonu w bazie R (L) ustaw QWP na 45o (-45o) i POL na 0o.</li>
	<li>Podłącz sygnał logiki tranzystor-tranzystor (TTL) generowany przez SPCM w trybie 2 do wejścia sygnału startowego przetwornika czas-amplituda (TAC), a sygnał w trybie 1 do wejścia sygnału stop po przejściu przez linię opóźniającą sygnały elektryczne (Delay). TAC generuje sygnały elektryczne od 0 do 10 V odpowiadające opóźnieniu czasowemu między dwoma sygnałami.
	<ol>
		<li>W tym doświadczeniu ustaw opóźnienie czasowe ΔT na 50 ns, wybierając odpowiednie piny linii opóźniającej. Ustaw wyświetlacz komputera (PC) tak, aby pokazywał zakres czasu 100 ns, regulując pokrętło TAC. Wówczas TAC generuje sygnały 5 V dla czasu opóźnienia 50 ns wymuszonego przez elektryczną linię opóźniającą. Zatem sygnały 5 V odpowiadają koincydencjom przy czasie opóźnienia 0 ns dla rzeczywistych impulsów pochodzących z SPCM. Koincydencje przy czasie opóźnienia 0 ns pojawiają się w centrum wyświetlanego zakresu czasu, jak pokazano na Rysunku 3.</li>
	</ol>
	</li>
	<li>Kliknij przycisk start w oprogramowaniu MAESTRO-32, aby zmierzyć rozkład wysokości impulsów i zarejestrować ten rozkład za pomocą sterowanego komputerowo (PC) analizatora wielokanałowego (MCA). W tym doświadczeniu ustaw czas pomiaru TAC na 30 s. Przeanalizuj rozkład wysokości impulsów TAC od 0 do 10 V, co odpowiada czasowi opóźnienia od -50 do 50 ns między padającymi fotonami a SPCM, zgodnie z ustawieniami opisanymi w kroku 3.2.</li>
	<li>Po zarejestrowaniu rozkładu wysokości impulsów, uzyskaj dane o rozkładzie wysokości impulsów dla kilku baz polaryzacyjnych, jak pokazano na Rysunku 4. Wybierz okno czasowe, które zostanie przyjęte do zliczania koincydencji podczas analizy danych. Ponieważ szerokość piku impulsu jest określona przez czas rozdzielczości SPCM wynoszący ~1 ns, okno czasowe koincydencji musi być większe niż czas rozdzielczości.
	<ol>
		<li>W tym doświadczeniu przyjmij okno czasowe koincydencji wynoszące 10 ns. Oszacuj liczbę koincydencji poprzez całkowanie pola powierzchni okna czasowego.</li>
	</ol>
	</li>
</ol>
4. Procedura szacowania parametrów wierności (Fidelity) i parametrów Bella
<ol>
	<li>Wyznacz polaryzacyjne korelacje drugiego rzędu <img alt="Równanie funkcji korelacji \(g^{(2)}_{xx}(0)\), istotne w badaniach z zakresu optyki kwantowej." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq21v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 21"> or korelacje drugiego rzędu w polaryzacjach krzyżowych <img alt="Funkcja korelacji fotonów \( g_{xx}^{(2)}(0) \), symbol matematyczny stosowany w analizie korelacyjnej." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq22v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 22">, gdzie <img alt="Schemat równań stanu równowagi statycznej ΣFx=0, ΣFy=0. Analiza bilansu sił działających na obiekt." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq23v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 23"> odnosi się do stanów polaryzacji H, D i R oraz <img alt="Symbol wektora średniego x̄, pojęcie statystyczne, wzór edukacyjny, notacja matematyczna." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq24v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 24"> odnosi się do stanów polaryzacji krzyżowej V, A i L. Funkcje te otrzymuje się poprzez podzielenie zmierzonych liczb koincydencji <img alt="Równanie równowagi statycznej: symbol RCC, obraz formuły edukacyjnej." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq25v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 25"> przez poziom tła <img alt="Funkcja lub symbol Rback stosowany w równaniach równowagi statycznej; kontekst edukacyjny." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq26v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 26">. Rycina 4 przedstawia rzeczywisty pomiar rozkładu wysokości impulsów dla zliczeń koincydencyjnych dla kilku baz polaryzacyjnych w czasie 30 s. 
	UWAGA: Na przykład, liczba zliczeń koincydencji dla bazy polaryzacyjnej HH wynosi <img alt="Równanie RCC z niepewnością, pomiar naukowy, analiza danych." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq27v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 27"> liczność/30 s dla okna koincydencji 10 ns. Średni poziom tła dla okna koincydencji wynosi 4,3 liczność/30 s. Ponieważ korelacje drugiego rzędu są określone przez <img alt="koncepcja równowagi statycznej, wzór RCC/Rback, analiza algebraiczna, edukacja z zakresu fizyki" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq28v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 28">spolaryzowane funkcje korelacji drugiego rzędu z bazą polaryzacyjną HH przyjmują postać <img alt="Równanie funkcji korelacji fotonów g(2)_HH(0)=3,1±0,8 dla badań nad optyką kwantową." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq29v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 29">Podobnie funkcje korelacji drugiego rzędu dla innych baz polaryzacyjnych są określone jako: <img alt="Pomiar korelacji fotonów, \( g_{DD}^{(2)}(0) = 95,3 \pm 4,0 \); analiza optyki kwantowej." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq30v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 30">, i <img alt="Wzór spektroskopii korelacji fotonowej, \( g^{(2)}_{RR}(0) = 89,8 \pm 3,7 \), analiza wyników." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq31v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 31"> orącz funkcji korelacji drugiego rzędu w polaryzacji krzyżowej jako: <img alt="Funkcja korelacji fotonowej, równania, eksperyment optyczny, g(2)(0)=102,9±4,4, g(2)(0)=11,4±1,3." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq32v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 32"> i <img alt="Wzór korelacji fotonowej, \( g_{RL}^{(2)}(0) = 16,4 \pm 1,5 \), stosowany w analizie optyki kwantowej." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq33v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 33">.</li>
	<li>Wyznacz stopień korelacji polaryzacyjnej między dwoma fotonami dla trzech baz polaryzacyjnych zdefiniowanych przez20,21: 
	<img alt="Wzór obliczeń statystycznych, Cx, przedstawiający porównanie symetrii funkcji gxx dla analizy danych." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq34v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 34">   (7) 
	gdzie <img alt="Równowaga statyczna; ΣFx=0, ΣFy=0; diagram sił działających na belkę; mechanika, rozkład wektorów." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq35v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 35"> odnosi się do baz polaryzacyjnych: prostokątnej (H i V), diagonalnej (D i A) oraz kołowej (R i L). Pomiarowe funkcje korelacji drugiego rzędu określają stopień każdej z baz polaryzacyjnych w następujący sposób: <img alt="Równania równowagi statycznej, współczynniki prostoliniowe i ukośne, analiza naukowa." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq36v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 36">, i <img alt="Równanie współczynnika kołowości, Ccircular = 0,69 ± 0,03, analiza matematyczna, statystyka." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq37v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 37">.</li>
	<li>Określ wierność generowanych splątanych fotonów. Oblicz wierność stanu splątanego w polaryzacji względem stanu (6) w trzech bazach20,21: 
	<img alt="Wzór na równowagę statyczną: f = (1 - Crectilinear + Cdiagonal + Ccircular) / 4, równanie matematyczne." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq38v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 38"> 
	Zmierzony stopień korelacji polaryzacji wynosił <img alt="Równanie niepewności wartości mierzonej, f = 0,85 ± 0,01, istotne dla analizy danych." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq39v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 39">Wartość ta przekroczyła klasyczną granicę korelacji polaryzacyjnej wynoszącą 0,50.</li>
	<li>Wyznacz parametry Bella dla wygenerowanych fotonów splątanych21Oblicz parametry z korelacji polaryzacyjnych w następujący sposób 19,20: 
	<img alt="Równanie stanu równowagi statycznej \( S_{RC} = \sqrt{2}(1-C_{rectilinear}+C_{circular}) \), wzór." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq40v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 40"> 
	<img alt="Wzór na równowagę statyczną \( S_{DC} = \sqrt{2}(1 + C_{\text{diagonal}} + C_{\text{circular}}) \)" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq41v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 41"> 
	<img alt="Schemat formuły równowagi statycznej; \(S_{RD} = \sqrt{2}(1 - C_{rectilinear} + C_{diagonal})\)." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq42v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 42"> 
	Zmierzone bazy korelacji polaryzacyjnej wynosiły <img alt="Równowaga statyczna; równania: SRC=2,31±0,04, SDC=2,09±0,05, SRD=2,44±0,04; wzór fizyczny." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq43v2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 43">Liczby te przekraczają klasyczny limit parametru wynoszący 2 i naruszają nierówność Bella.</li>
</ol>

<ol><li>Ekert, A. K., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+cryptography+based+on+Bell%27s+theorem%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Quantum cryptography based on Bell's theorem.</a> Physical Review Letters. 67, 661-663 (1991).</li>
<li>Mattle, K., Weinfurter, H., Kwiat, P. G., Zeilinger, A. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((dense+coding+in+experimental+quantum+communication%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">dense coding in experimental quantum communication.</a> Physical Review Letters. 76, 4656-4659 (1996).</li>
<li>Pan, J. W., Bouwmeester, D., Weinfurter, H., Zeilinger, A. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((experimental+entanglement+swapping%3A+entangling+photons+that+never+interacted%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">experimental entanglement swapping: entangling photons that never interacted.</a> Physical Review Letters. 80, 3891-3894 (1998).</li>
<li>Bouwmeester, D., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Experimental+quantum+teleportation%5BTitle%5D)+AND+%22Nature%22%5BJournal%5D)">Experimental quantum teleportation.</a> Nature. 390, 575-579 (1997).</li>
<li>Armstrong, D. J., Alford, W. J., Raymond, T. D., Smith, A. V. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Absolute+measurement+of+the+effective+nonlinearities+of+KTP+and+BBO+crystals+by+optical+parametric+amplification%5BTitle%5D)+AND+%22Applied+Optics%22%5BJournal%5D)">Absolute measurement of the effective nonlinearities of KTP and BBO crystals by optical parametric amplification.</a> Applied Optics. 35, 2032-2040 (1996).</li>
<li>Shi, B. S., Tomita, A. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Generation+of+a+pulsed+polarization+entangled+photon+pair+using+a+Sagnac+interferometer%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+A%22%5BJournal%5D)">Generation of a pulsed polarization entangled photon pair using a Sagnac interferometer.</a> Physical Review A. 69, 013803(2004).</li>
<li>Kim, T., Fiorentino, M., Wong, F. N. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Phase-stable+source+of+polarization-entangled+photons+using+a+polarization+Sagnac+interferometer%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+A%22%5BJournal%5D)">Phase-stable source of polarization-entangled photons using a polarization Sagnac interferometer.</a> Physical Review A. 73, 012316(2006).</li>
<li>Steinlechner, F., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Efficient+heralding+of+polarization-entangled+photons+from+type-0+and+type-II+spontaneous+parametric+downconversion+in+periodically+poled+KTiOPO4%5BTitle%5D)+AND+%22Journal+of+the+Optical+Society+of+America+B%22%5BJournal%5D)">Efficient heralding of polarization-entangled photons from type-0 and type-II spontaneous parametric downconversion in periodically poled KTiOPO4.</a> Journal of the Optical Society of America B. 31, 2068(2014).</li>
<li>Steinlechner, F., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Phase-stable+source+of+polarization-entangled+photons+in+a+linear+double-pass+configuration%5BTitle%5D)+AND+%22Optics+Express%22%5BJournal%5D)">Phase-stable source of polarization-entangled photons in a linear double-pass configuration.</a> Optics Express. 21, 11943-11951 (2013).</li>
<li>Okano, M., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((0.54+resolution+two-photon+interference+with+dispersion+cancellation+for+quantum+optical+coherence+tomography%5BTitle%5D)+AND+%22Scientific+Reports%22%5BJournal%5D)">0.54 resolution two-photon interference with dispersion cancellation for quantum optical coherence tomography.</a> Scientific Reports. 5, 18042(2015).</li>
<li>Dayan, B., Pe'er, A., Friesem, A. A., Silberberg, Y. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Nonlinear+interactions+with+an+ultrahigh+flux+of+broadband+entangled+photons%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Nonlinear interactions with an ultrahigh flux of broadband entangled photons.</a> Physical Review Letters. 94, 043602(2005).</li>
<li>Nasr, M. B., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Ultrabroadband+biphotons+generated+via+chirped+quasi-phase-matched+optical+parametric+down-conversion%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Ultrabroadband biphotons generated via chirped quasi-phase-matched optical parametric down-conversion.</a> Physical Review Letters. 100, 183601(2008).</li>
<li>Giovannetti, V., Lloyd, S., Maccone, L., Wong, F. N. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Clock+synchronization+with+dispersion+cancellation%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Clock synchronization with dispersion cancellation.</a> Physical Review Letters. 87, 117902(2001).</li>
<li>Hofmann, H. F., Ren, C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Direct+observation+of+temporal+coherence+by+weak+projective+measurements+of+photon+arrival+time%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters+A%22%5BJournal%5D)">Direct observation of temporal coherence by weak projective measurements of photon arrival time.</a> Physical Review Letters A. 87, 062109(2013).</li>
<li>Mikhailova, Y. M., Volkov, P. A., Fedorov, M. V. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Biphoton+wave+packets+in+parametric+down-conversion%3A+Spectral+and+temporal+structure+and+degree+of+entanglement%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+A%22%5BJournal%5D)">Biphoton wave packets in parametric down-conversion: Spectral and temporal structure and degree of entanglement.</a> Physical Review A. 78, 062327(2008).</li>
<li>Jabir, M. V., Samanta, G. K. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Robust%2C+high+brightness%2C+degenerate+entangled+photon+source+at+room+temperature%5BTitle%5D)+AND+%22Scientific+Reports%22%5BJournal%5D)">Robust, high brightness, degenerate entangled photon source at room temperature.</a> Scientific Reports. 7, 12613(2017).</li>
<li>Terashima, H., Kobayashi, S., Tsubakiyama, T., Sanaka, K. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+interferometric+generation+of+polarization+entangled+photons%5BTitle%5D)+AND+%22Scientific+Reports%22%5BJournal%5D)">Quantum interferometric generation of polarization entangled photons.</a> Scientific Reports. 8, 15733(2018).</li>
<li>Altepeter, J. B., Jeffrey, E. R., Kwiat, P. G. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Photonic+state+tomography%5BTitle%5D)+AND+%22Advances+In+Atomic%2C+Molecular%2C+and+Optical+Physics%22%5BJournal%5D)">Photonic state tomography.</a> Advances In Atomic, Molecular, and Optical Physics. 52, 105-159 (2005).</li>
<li>Hong, C. K., Ou, Z. Y., Mandel, L. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Measurement+of+subpicosecond+time+intervals+between+two+photons+by+interference%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Measurement of subpicosecond time intervals between two photons by interference.</a> Physical Review Letters. 59, 2044-2046 (1987).</li>
<li>Hudson, A. J., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Coherence+of+an+Entangled+Exciton-Photon+State%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Coherence of an Entangled Exciton-Photon State.</a> Physical Review Letters. 99, 266802(2007).</li>
<li>Young, R. J., et al. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Bell-Inequality+Violation+with+a+Triggered+Photon-Pair+Source%5BTitle%5D)+AND+%22Physical+Review+Letters%22%5BJournal%5D)">Bell-Inequality Violation with a Triggered Photon-Pair Source.</a> Physical Review Letters. , 102(2009).</li>
</ol>

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

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.

Stan splątany fotonów wzbudził znaczne zainteresowanie w badaniach nad lokalnym realizmem w teorii kwantowej oraz w nowatorskich zastosowaniach kryptografii kwantowej1, gęstego kodowania kwantowego2, powtarzaczy kwantowych3 oraz teleportacji kwantowej4. Spontaniczna parametryczna konwersja w dół (SPDC) jest nieliniowym procesem drugiego rzędu, który został wprowadzony w celu bezpośredniego wytwarzania splątanych par fotonów w stanach polaryzacji. Dzięki niedawnemu rozwojowi technik kwazidopasowania fazowego, periodycznie polaryzowany KTiOPO4 (ppKTP) oraz LiNbO3 (ppLN) stały się standardową techniką5. Kilka rodzajów źródeł splątania opracowano poprzez połączenie tych kryształów nieliniowych z interferometrem Sagnaca6,7,8. W szczególności schemat z ortogonalnie spolaryzowanymi parami fotonów uzyskiwanymi za pomocą SPDC typu II umożliwia generowanie bezwarunkowo splątanych polaryzacyjnie fotonów, a także rozdzielanie zdegenerowanych splątanych polaryzacyjnie par fotonów na różne mody optyczne bez konieczności detekcji postselektywnej7.
Z drugiej strony, SPDC typu 0 charakteryzuje się prostotą układu oraz wysokim stosunkiem emisji par fotonów9. Ponadto pary fotonów generowane w procesie SPDC typu 0 wykazują znacznie szerszą szerokość pasma niż fotony w procesie SPDC typu II. Całkowita szybkość produkcji par fotonów na jednostkę mocy pompy jest o dwa rzędy wielkości wyższa ze względu na tę dużą szerokość pasma8. Duża szerokość pasma skorelowanych par fotonów umożliwia uzyskanie bardzo krótkiego czasu koincydencji między wykrytymi parami fotonów. Właściwość ta doprowadziła do wielu potencjalnych zastosowań, takich jak kwantowa optyczna tomografia koherentna10, osiąganie ultraszybkich korelacji czasowych poprzez nieliniowe oddziaływania ze strumieniem splątanych fotonów11, metody metrologiczne wykorzystujące bardzo wąskie minimum w interferencji kwantowej12, kwantowa synchronizacja zegarów13, pomiar splątania czasowo-częstotliwościowego14 oraz wielomodowe splątanie częstotliwościowe15. Jednakże schemat z zastosowaniem zwykłego SPDC typu 0 wymaga zastosowania układów detekcji warunkowej6, filtrowania długości fali8 lub filtrowania modów przestrzennych w celu oddzielenia generowanych fotonów splątanych polaryzacyjnie16.
Zrealizowaliśmy schemat, który dzięki wielokrotnym procesom interferencji kwantowej jednocześnie spełnia właściwości SPDC typu 0 oraz typu II17. Szczegóły układu optycznego zostały opisane i wykorzystane eksperymentalnie do pomiaru parametrów charakteryzujących generowane fotony splątane w polaryzacji przy użyciu minimalnej liczby danych eksperymentalnych.
Wektor Jonesa dla stanów polaryzacji poziomej (H) i pionowej (V) może być zapisany jako <img alt="Równanie stanu kwantowego |H⟩=(0,1), notacja Diraca; reprezentacja wektorowa, mechanika kwantowa." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq1.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Equation 1"> oraz <img alt="Wektor stanu kwantowego |v⟩=(1,0), reprezentacja w algebrze liniowej, diagram." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq2.jpg" style="font-size: 14px;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Equation 2">. Wszystkie możliwe czyste stany polaryzacji są tworzone z koherentnych superpozycji tych dwóch stanów polaryzacji. Na przykład światło o polaryzacji diagonalnej (D), antydiagonalnej (A), prawokółkowej (R) i lewokółkowej (L) jest reprezentowane odpowiednio przez:
<img alt="Wzór superpozycji kwantowej, diagram stanu |D⟩= (|H⟩+|V⟩)/√2, baza polaryzacyjna." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq3.jpg" style="font-size: 14px; opacity: 0.9;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 3">,
<img alt="Równanie superpozycji kwantowej: reprezentacja wzoru |A⟩=(|H⟩−|V⟩)/√2." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq4.jpg" style="font-size: 14px;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 4">,  (1)
<img alt="Równanie superpozycji kwantowej |R⟩=(|H⟩+i|V⟩)/√2, koncepcja mechaniki kwantowej." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq5.jpg" style="font-size: 14px;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 5">, oraz
<img alt="Wzór na superpozycję kwantową |L⟩, pokazujący kombinację liniową stanów |H⟩ i |V⟩ w równaniu." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq6.jpg" style="font-size: 14px;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 6">,
H i V nazywa się bazami polaryzacji prostoliniowej. D i A nazywa się bazami polaryzacji diagonalnej. R i L nazywa się bazami polaryzacji kołowej. Te czyste, a także mieszane stany polaryzacji mogą być reprezentowane przez macierze gęstości oparte na bazach polaryzacji H i V18.
Zasada działania schematu przedstawiona jest na Rysunku 1a-e. Laser jest wprowadzany do polaryzacyjnego interferometru Sagnaca, składającego się z polaryzacyjnego dzielnika wiązki (PBS), dwóch płytek półfalowych ustawionych pod kątem 45o (HWP1) i 22,5o (HWP2), kryształu ppKTP oraz luster. Optyka polaryzacyjna w tej konfiguracji działa zarówno dla długości fali pola lasera pompującego, jak i dla fotonów powstałych w procesie konwersji w dół.
Komponent H lasera pompującego przechodzi przez PBS, jak pokazano na Rysunku 1a, i wykonuje pełny obieg układu w kierunku zgodnym z ruchem wskazówek zegara (CW). Polaryzacja lasera pompującego została zmieniona na stan diagonalny (D) za pomocą HWP2. W tym przypadku komponent V lasera pompującego służy do konwersji w dół, a generowane fotony są spolaryzowane w płaszczyźnie pionowej (V) w procesie SPDC typu 0. Stan polaryzacji SPDC generowanych par fotonów można przedstawić jako:
<img alt="Notacja stanu kwantowego, wzór. Reprezentacja wektora ket stanu kwantowego w mechanice kwantowej." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq7.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 7">. (2)
Fotonowe pary z konwersji w dół są spolaryzowane poziomo dzięki ustawieniu HWP1 pod kątem 45o, jak pokazano na Rysunku 1b, a stan polaryzacji przyjmuje postać:
<img alt="Równanie reprezentacji stanu kwantowego |ψb⟩=|HH⟩ w badaniach nad mechaniką kwantową." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq8.jpg" style="font-size: 14px;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 8">. (3)
Wiązka lasera pompującego ponownie wprowadziła odwrócone pary fotonów do kryształu ppKTP. Pary fotonów wygenerowane podczas drugiego procesu SPDC są obie spolaryzowane w płaszczyźnie pionowej (V) i nakładają się na pary fotonów wygenerowane podczas pierwszego procesu SPDC w kolinearnej modzie optycznej, jak pokazano na Rysunku 1c. Stan polaryzacji par fotonów po drugim procesie SPDC jest reprezentowany jako:
<img alt="Równanie splątania kwantowego |ψc⟩∝|HH⟩+eiϕ|VV⟩, wzór w koncepcjach mechaniki kwantowej." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq9.jpg" style="font-size: 14px;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 9"> (4)
gdzie <img alt="równowaga statyczna; ΣFx=0; diagram; koncepcja wagi mechanicznej; analiza stabilności siły" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq10.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 10"> to względna faza między parą fotonów z pierwszego i drugiego procesu SPDC. Faza ta nie zmienia się w czasie, ponieważ jest określona przez dyspersję materiałową HWP1 pomiędzy laserem pompującym a fotonami z konwersji w dół i może być regulowana poprzez przechylenie HWP1. Stan polaryzacji H (V) fotonów z konwersji w dół został odwrócony do stanu A (D), jak pokazano w (1). Stan polaryzacji wyjściowej pary fotonów z HWP2 jest reprezentowany jako:
<img alt="Schemat formuły superpozycji kwantowej; stan splątany, polaryzacja, sin, cos, baza HV." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq11.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 11">  (5)
Gdy faza <img alt="Równanie Φ=π, koncepcja matematyczna, zastosowanie edukacyjne, obraz formuły" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq12.jpg" style="opacity: 0.9;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Equation 12"> zostaje ustawiona poprzez pochylenie HWP1, pozostaje jedynie pierwszy człon stanu (5), jak pokazano na Rysunku 1d. Jest to proces interferencji kwantowej, który odpowiada odwrotnemu procesowi interferencji Honga-Ou-Mandela (HOM) dla baz polaryzacyjnych19. Gdy foton H przechodzi przez PBS, a foton V jest odbijany przez PBS, stan polaryzacji par fotonów wyjściowych z PBS dla modów optycznych 1 i 2 jest reprezentowany jako <img alt="Symbole splątania kwantowego |H⟩₁|V⟩₂, używane w schemacie badań mechaniki kwantowej." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq13.jpg" style="opacity: 0.9;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Equation 13">, zgodnie z Rysunkiem 1e.
Z kolei komponent V lasera pompowania został odbity przez PBS, jak pokazano na Rysunku 1f, i przeszedł pełny cykl w kierunku przeciwnym do ruchu wskazówek zegara (CCW). Poprzez podobne wielokrotne procesy SPDC typu 0 i transformacje unitarne, stan polaryzacji wyjścia z PBS przyjmuje postać <img alt="Splot kwantowy, notacja bazy pomiarowej, schemat, badania nad obliczeniami kwantowymi" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq14.jpg" style="opacity: 0.9;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 14">. Gdy stan polaryzacji lasera pompowania został przygotowany w stanie diagonalnym (D), różnica faz między komponentami H i V lasera pompowania wynosiła zero. W związku z tym, stany wyjściowe fotonów generowanych w kierunkach CW i CCW nakładają się z takimi samymi amplitudami i są reprezentowane jako:
<img alt="Wzór na superpozycję kwantową, stan splątany |ψ_OUT⟩ ∝ |H⟩_1|V⟩_2 + |V⟩_1|H⟩_2." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq15.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 15">.  (6)
Stan wyjściowy jest stanem zaplątanym polaryzacyjnie, znanym jako jeden ze stanów Bella, i może zostać przekształcony w trzy pozostałe stany przy użyciu elementów optyki polaryzacyjnej7. Korzystając z relacji przedstawionej w (1), stan wyjściowy <img alt="Symbol ket stanu kwantowego Ψ_out, reprezentujący stan wyjściowy w równaniach mechaniki kwantowej." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq16.jpg" style="opacity: 0.9;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Równanie 16"> może być przedstawiony w diagonalnych bazach polaryzacyjnych jako:
<img alt="Diagram równania przejścia stanu kwantowego, ilustrujący zmiany stanu, edukacyjny wzór z fizyki." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq17.jpg" style="opacity: 0.9;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Equation 17"> oraz przez bazy polaryzacji kołowej jako: <img alt="Równanie stanu kwantowego, symbole, koncepcja superpozycji, wzór do badań nad mechaniką kwantową." src="/files/ftp_upload/59705/59705eq18.jpg" style="opacity: 0.9;" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Equation 18">.

<table><tbody><tr><td>Obiektyw 300 mm</td><td>Thorlabs. INC.</td><td>AC254-300-B</td><td></td></tr><tr><td>405nm LD</td><td>Digi-Key Electronics</td><td>NV4V31SF-A-ND</td><td></td></tr><tr><td>Linia opóźniająca</td><td>Ortec INC.</td><td>DB463</td><td></td></tr><tr><td>Lustro dichroiczne (DM)</td><td>Midwest Optical Systems INC.</td><td>SP650-25.4</td><td></td></tr><tr><td>Płytka półfalowa (HWP) do 405nm</td><td>Thorlabs. INC.</td><td>WPH05M-405</td><td></td></tr><tr><td>Płyta półfalowa (HWP) dla podwójnych długości fal</td><td>Meadowlark Co.</td><td>DHHM-100-0405/0810?</td><td></td></tr><tr><td>Filtr zakłóceń (IF)</td><td>IDEX Health & Science, LLC</td><td>LL01-808-12.5</td><td></td></tr><tr><td>Analizator wielokanałowy (MCA)</td><td>Ortec INC.</td><td>Oprogramowanie EASY-MCA-2K</td><td>MAESTRO-32</td></tr><tr><td>Włókno utrzymujące polaryzację</td><td>Thorlabs. INC.</td><td>P1-405BPM-FC-1</td><td></td></tr><tr><td>Polaryzator (POL)</td><td>Meadowlark Co.</td><td></td><td></td>G335743000</tr><tr><td>kryształ ppKTP</td><td>RAICOL CRYSTAL LTD.</td><td></td><td>Typ 0, okres 3,425 mikrona</td></tr><tr><td>Płytka ćwierćfalowa (QWP) dla Thorlabs 808nm</td><td>. INC.</td><td>WPQ05M-808</td><td></td></tr><tr><td>Płytka ćwierćfalowa (QWP) do 405nm</td><td>Thorlabs. INC.</td><td>WPQ05M-405</td><td></td></tr><tr><td>Retroreflektor</td><td>Newport Co.</td><td>U-BER 1-1S</td><td></td></tr><tr><td>Moduł zliczania pojedynczych fotonów (SPCM)</td><td>Laser Cpmponents LTD.</td><td>Licznik -100C-FC</td><td>FC podłączający</td></tr><tr><td>przetwornik czasu do amplitudy (TAC)</td><td>Ortec INC.</td><td>567</td><td></td></tr></tbody></table> SZT.

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

A Photonic System for Generating Unconditional Polarization-Entangled Photons Based on Multiple Quantum Interference

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.

Omówiono system optyczny służący do generowania bezwarunkowych splątanych fotonów dla stanów polaryzacji, oparty na wielokrotnych interferencjach kwantowych, oraz schematy detekcji służące do oszacowania wierności eksperymentalnej poprzez korelację polaryzacyjną wygenerowanych par fotonów. Oszacowana wierność wygenerowanych fotonów przekroczyła klasyczną granicę korelacji lokalnej wynoszącą 0,50. Zmierzone parametry Bella przekroczyły klasyczną granicę parametru wynoszącą 2 i naruszyły nierówność Bella. W niniejszej pracy do oceny tych parametrów wykorzystano pomiary koincydencji uzyskane z minimum sześciu kombinacji baz polaryzacyjnych. Ponadto możliwe jest pełne odtworzenie macierzy gęstości wygenerowanych fotonów splątanych polaryzacyjnie za pomocą tomografii stanu kwantowego, co wymaga pomiarów koincydencji dla 16 kombinacji baz polaryzacyjnych18.
<img alt="Schemat fotoniki; ścieżka wiązki polaryzacyjnej; układ PBS, ppKTP, HWP; badanie wzbudzenia optycznego." class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig1.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Rysunek 1"> 
Rysunek 1: Schemat zintegrowanego dwukierunkowego polaryzacyjnego interferometru Sagnaqa. (a) Generowanie par fotonów po pierwszej spontanicznej parametrycznej konwersji w dół (SPDC). (b) Rotacja polaryzacji par fotonów za pomocą płytki półfalowej (HWP1). (c) Generowanie par fotonów po drugiej SPDC. (d) Interferencja kwantowa między parami fotonów z pierwszej i drugiej SPDC za pomocą HWP2. (e) Wyjściowe pary fotonów wytworzone zgodnie z ruchem wskazówek zegara (CW). (f) Wyjściowe pary fotonów wytworzone przeciwnie do ruchu wskazówek zegara (CCW). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig1large.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tego rysunku.</a>
<img alt="Schemat eksperymentu optyki kwantowej; laser 405nm, detekcja koincydencji, dzielenie wiązki, kryształ ppKTP." class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig2.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Rysunek 2"> 
Rysunek 2:Ogólny układ optyczny do generowania bezwarunkowych fotonów splątanych w polaryzacji. Pierwsza płytka półfalowa (HWP) oraz płytka ćwierćfalowa (QWP) służą do ustawienia stanu polaryzacji lasera pompującego przechodzącego przez światłowód utrzymujący polaryzację (PMF). Fotony wyjściowe przechodziły przez soczewki, płytki QWP, polaryzatory (POL) i filtry interferencyjne (IF) w modach 1 i 2, a następnie były detektowane przez moduły zliczania pojedynczych fotonów (SPCM). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig2large.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby zobaczyć powiększoną wersję tego rysunku.</a>
<img alt="Schemat spektroskopii korelacyjnej fotonów; układ SPCM, TAC, MCA, pomiar opóźnienia i koincydencji." class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig3.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Rysunek 3"> 
Rysunek 3: Ogólny system detekcji koincydencji dla generowanych splątanych polaryzacyjnie fotonów. Sygnały elektryczne z SPCM były wykorzystywane do uruchamiania i zatrzymywania sygnału przetwornika czas-amplituda (TAC) poprzez linię opóźniającą (Delay). Rozkład wysokości impulsów uzyskany z różnicy czasu był analizowany za pomocą analizatora wielokanałowego (MCA) sterowanego komputerem (PC). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig3large.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tego rysunku.</a>
<img alt="Wykresy spektroskopii korelacji fotonowej; czas opóźnienia względem liczby zliczeń, stany polaryzacji: HH, DD, RR, HV, DA, RL." class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig4.jpg" data-altupdatedat="1788282455000" data-alt="Rysunek 4"> 
Rysunek 4: Zmierzone rozkłady różnic czasu przy równoległych i ortogonalnych ustawieniach polaryzatorów. Kombinacje obejmują bazy polaryzacji poziomej (H), pionowej (V), diagonalnej (D), antydiagonalnej (A), prawokierunkowej kołowej (R) oraz lewokierunkowej kołowej (L). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig4large.jpg" target="_blank">Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tego rysunku.</a>

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

We present a high-performance source of unconditional polarization-entangled photons that have a high-emission rate, a broadband distribution, are ...

Przedstawiamy wysokowydajny system fotoniczny, który wykorzystuje efekt wielokrotnej interferencji kwantowej do wytwarzania splątanych polaryzacyjnie, zdegenerowanych, wolnych od postselekcji fotonów przy wysokiej szybkości emisji z dużym rozkładem szerokopasmowym. Nasze podejście wykorzystuje proces wielokrotnej odwróconej interferencji Hong-Ou-Mandela do wytwarzania fotonów splątanych polaryzacją z wysoką wydajnością generowania i niezawodną separacją zdegenerowanych par fotonów na różne mody optyczne bez późniejszej selekcji. Aby rozpocząć, włącz diodę laserową i ustaw moc na kilka miliwatów.Proszę siatkę holograficzną pod kątem około 45 stopni w stosunku do powierzchni diody laserowej i dostosuj kąt, aż intensywność wiązki wydaje się być zmaksymalizowana. Następnie podłącz laser do światłowodu utrzymującego polaryzację. Skieruj światłowód do miernika mocy i wyreguluj sprzęgające, aby zmaksymalizować moc wyjściową.Skieruj laser przez izolator wolnej przestrzeni. Następnie umieść płytkę półfalową i płytkę ćwierćfalową dla światła 405 nanometrów na ścieżce wiązki. Ustaw kąty płyty, aby uzyskać żądany stan polaryzacji wiązki.Następnie umieść krótkoprzepustowe zwierciadło dichroiczne i polaryzacyjny sześcian rozdzielający wiązkę na ścieżce wiązki. Użyj zwykłego lustra, aby skierować odbitą wiązkę spolaryzowaną równolegle do przesyłanej wiązki spolaryzowanej p. Umieść kryształ ppKTP typu zero na platformie o kontrolowanej temperaturze, zamontowanej na ścieżce wiązki.Dostosuj platformę, aż rozszczepione promienie przejdą przez kryształ. Następnie wyreguluj rozdzielacz wiązki i lustra, aż obie wiązki spolaryzowane i p będą równoległe przez kilka metrów. Do tej regulacji należy użyć zarówno lasera pompującego 405 nm, jak i lasera referencyjnego 810 nm.Następnie zamontuj dwufalową płytkę półfalową po obu stronach kryształu ppKTP, prostopadle do padającego światła. Płytka półfalowa między rozdzielaczem wiązki a kryształem została wcześniej ustawiona na 22,5 stopnia, a druga płytka na 45 stopni. Następnie umieść retroreflektor na końcu konfiguracji, aby skierować wiązki przekształcone w dół z powrotem przez kryształ ppKTP i płytkę półfalową 22.5 stopnia.Ustaw płytę półfalową pod kątem 45 stopni tak, aby przechodziła przez nią tylko wiązka przychodząca odbita od rozdzielacza wiązki i wiązka wychodząca z drugiej strony. Upewnij się, że obie wiązki wychodzące są skierowane do rozdzielacza wiązki, aby wygenerować wiązki fotonów zgodnie z ruchem wskazówek zegara i przeciwnie do ruchu wskazówek zegara. Umieść profilery wiązki kamery CCD w jednej linii z wyjściowymi wiązkami fotonów.Wyreguluj lusterka i odbłyśnik tak, aby pary wiązek w kierunku zgodnym z ruchem wskazówek zegara i przeciwnym do ruchu wskazówek zegara znajdowały się w tych samych trybach przestrzennych. Następnie zamontuj 300-milimetrową soczewkę skupiającą między płytką ćwierćfalową a zwierciadłem dichroicznym. Ustaw soczewkę tak, aby ognisko wiązki laserowej pompy znajdowało się w pobliżu pozycji generowania drugiej konwersji fotonu w dół w krysztale ppKTP.Usuń profilery wiązki i umieść płytkę ćwierćfalową, polaryzator siatki drucianej i filtr interferencyjny na ścieżce każdej wiązki wyjściowej. Połącz wiązki ze światłowodami wielomodowymi za pomocą soczewki kolimatora. Umieść 300-milimetrową soczewkę skupiającą przed każdą płytką ćwierćfalową i skup wiązki wyjściowe na kolimatorach.Następnie podłącz światłowody wielomodowe do modułów zliczających pojedyncze fotony, które wykorzystują krzemowe fotodiody lawinowe. Po pełnym zmontowaniu konfiguracji wyłącz laser referencyjny i ponownie podłącz laser diodowy. Wyłącz światła w pomieszczeniu i wyłącz całe światło zewnętrzne.Następnie włącz moduły zliczające i policz fotony przekonwertowane w dół. Następnie dostosuj temperaturę kryształu ppKTP i kąt nachylenia płytki półfalowej o kącie 45 stopni, aby poprawić szybkość zliczania fotonów przekonwertowanych w dół. Powtarzaj pomiary i regulacje, aż szybkość zliczania zostanie zmaksymalizowana.Przed pomiarem ustaw kąty płytek ćwierćfalowych i polaryzatorów dla wiązek wyjściowych, aby uzyskać żądaną podstawę polaryzacji dla pomiaru. Następnie podłącz moduł zliczający pojedyncze fotony wiązki wyjściowej odbitej od zwierciadła dichroicznego do wejścia sygnału startowego konwertera czasu do amplitudy. Podłącz drugą wiązkę do wejścia sygnału stopu za pomocą elektrycznego przewodu opóźniającego.Ustaw czas opóźnienia na 50 nanosekund, a wyświetlany zakres czasu na 100 nanosekund. Otwórz oprogramowanie przyrządu, ustaw czas pomiaru na 30 sekund i rozpocznij pomiar. Po zakończeniu pomiaru zapisz rozkład wysokości impulsu.Powtórz pomiar z kilkoma kombinacjami podstaw polaryzacji i zidentyfikuj okno czasowe koincydencji na podstawie rozdzielczości czasowej modułów zliczających. Dla każdego pomiaru należy zintegrować obszar pod szczytem w oknie czasowym koincydencji, aby oszacować liczbę koincydencji. Oblicz wierność i parametry Bella, aby potwierdzić, że system generuje fotony splątane polaryzacyjnie.Analiza pomiarów detekcji koincydencji z sześciu kombinacji baz polaryzacji potwierdziła, że system może generować i wykrywać fotony splątane polaryzacyjnie. Wierność splątania wyniosła 0,85, przekraczając klasyczną granicę korelacji lokalnej wynoszącą 0,5. Wszystkie korelacje z podstaw polaryzacji przekroczyły klasyczną granicę parametrów wynoszącą dwa, naruszając nierówność Bella.Nasza metoda pozwala na poselekcyjne rozdzielenie zdegenerowanych par fotonów na różne mody optyczne charakterystyczne dla spontanicznej parametrycznej konwersji w dół typu drugiego, przy jednoczesnym zachowaniu dużej szerokości pasma i wysokiej wydajności spontanicznej konwersji parametrycznej w dół typu zero. Ta metoda wykorzystania wielu procesów interferencji kwantowej jest również przydatna do zastosowania splątanych fotonów poprzez wymuszoną emisję spontanicznej parametrycznej konwersji w dół. Dzięki prostocie naszego schematu, możemy jeszcze bardziej poprawić wydajność generowania fotonów splątanych polaryzacyjnie, modyfikując impulsowe pompowanie laserowe i struktury falowodowe w kryształach nieliniowych.Możemy również generować fotony w teoretycznym paśmie długości fal, zmieniając okres polowania kryształu. Nasza technika poprawia całkowitą szybkość produkcji par fotonów na jednostkę mocy pompy o dwa do trzech rzędów wielkości, dzięki dużej szerokości pasma spontanicznej parametrycznej konwersji w dół typu zero. Duża szerokość pasma skorelowanych par fotonów daje bardzo krótki czas koincydencji, co przyciągnęło duże zainteresowanie do zastosowania w kwantowej optycznej koherentnej tomografii i wielu innych zastosowaniach.

a-photonic-system-for-generating-unconditional-polarization-entangled

Research

JoVE Journal

Engineering

Inżynieria

Wykorzystanie falowodów i wnęk fotonicznych zostało szeroko przyjęte przez społeczność fotoniczną w wielu różnych zastosowaniach. Dlatego produkcja i charakterystyka tych urządzeń cieszy się dużym zainteresowaniem. W artykule przedstawiono naszą technikę wytwarzania i dwie metody charakterystyki optycznej, a mianowicie: interferometrię (falowody) i rozpraszanie rezonansowe (wnęki).

Wytwarzanie i charakterystyka falowodów i wnęk wolnowodnych kryształów fotonicznych

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

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...

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

Przedstawiono protokół do wykrywania i automatyzacji blokowania trybu w wstępnie dostosowanym laserze światłowodowym o rotacji polaryzacji nieliniowej. Wykrycie nagłej zmiany stanu polaryzacji wyjścia w przypadku wystąpienia blokady trybu służy do nakazania wyrównania regulatora polaryzacji wewnątrz wnęki w celu znalezienia warunków blokowania trybu.

Automatyzacja blokowania trybów w laserze światłowodowym z rotacją polaryzacji nieliniowej poprzez pomiary polaryzacji wyjściowej

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

Opracowano metodę litografii mikroperforacyjnej w celu wytwarzania wzorów mikro- i submikronowych na powierzchniach górnych, bocznych i dolnych podłoży polimerowych. Pozwala ona pokonać trudności związane z nanoszeniem wzorów na polimery przewodzące oraz tworzeniem wzorów na ściankach bocznych. Metoda ta umożliwia szybkie wytwarzanie wielu elementów i nie wymaga zastosowania agresywnych odczynników chemicznych.

Litografia mikropunczowania w celu generowania wzorów mikro- i submikronowych na podłożach polimerowych

Opisujemy przygotowanie koloidalnych kropek kwantowych o zminimalizowanym rozmiarze hydrodynamicznym do obrazowania fluorescencyjnego pojedynczych cząsteczek. W porównaniu z konwencjonalnymi kropkami kwantowymi, nanocząstki te mają rozmiar zbliżony do białek globularnych i są zoptymalizowane pod kątem jasności pojedynczych cząsteczek, stabilności przeciwko fotodegradacji oraz odporności na nieswoiste wiązanie z białkami i komórkami.

Kompaktowe kropki kwantowe do obrazowania pojedynczych cząsteczek

Opracowana została technika, która usuwa kontaktowe warstwy metalowe Ni/Au z ich podłoża, aby umożliwić zbadanie i scharakteryzowanie interfejsów kontakt/podłoże i kontakt/NW pojedynczych urządzeń nanoprzewodowych GaN.

Analiza interfejsów stykowych dla urządzeń z pojedynczym gazem nanoprzewodowym

Poznaj metodę generowania splątanych fotonów polaryzacyjnych bez postselekcji przy użyciu wielokrotnej interferencji kwantowej Hong-Ou-Mandel. System osiąga wysoką wierność splątania 0,85 i dużą przepustowość.

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

Przeglądaj więcej filmów