Summary
Wir beschreiben ein optisches System zur Erzeugung bedingungsloser polarisationsverwickelter Photonen, basierend auf mehreren Quanteninterferenzeffekten mit einem Detektionsschema, um die experimentelle Genauigkeit erzeugter verschränkter Photonen abzuschätzen.
Abstract
Wir präsentieren eine leistungsstarke Quelle von bedingungslosen Polarisations-verschränkten Photonen, die eine hohe Emissionsrate haben, eine Breitbandverteilung, degeneriert und nach der Auswahl frei sind. Die Eigenschaft der Quelle basiert auf dem Effekt der mehrfachen Quanteninterferenz mit einer Roundtrip-Konfiguration eines Sagnac-Interferometers. Die Quanteninterferenzeffekte ermöglichen es, die hohe Erzeugungseffizienz der polarisationsgebundenen Photonen zu nutzen, um parametrische Down-Conversion zu verarbeiten und degenerierte Photonenpaare ohne Nachauswahl in verschiedene optische Modi zu trennen. forderung. Das Prinzip des optischen Systems wurde beschrieben und experimentell verwendet, um die Genauigkeits- und Glockenparameter zu messen und auch die erzeugten polarisationsverschränkten Photonen aus mindestens sechs Kombinationen von Polarisationskorrelierten Daten zu charakterisieren. Die experimentell erhaltenen Treue- und Glockenparameter überschritten die klassische lokale Korrelationsgrenze und sind ein klarer Beweis für die Erzeugung bedingungsloser polarisierungsverwirrter Photonen.
Introduction
Der verworene Zustand von Photonen hat großes Interesse an der Erforschung des lokalen Realismus in der Quantentheorie und neuartigen Anwendungen der Quantenkryptographie1, quantendichte Codierung2, Quantenrepeater3und Quanten Teleportation4. Die spontane parametrische Down-Conversion (SPDC) ist ein nichtlinearer Prozess zweiter Ordnung, der eingeführt wurde, um in den Polarisationszuständen direkt verschränkte Photonenpaare zu erzeugen. Aufgrund der jüngsten Entwicklung von Quasi-Phasen-Matching-Techniken sind die periodisch abgewobenen KTiOPO4 (ppKTP) und LiNbO3 (ppLN) zu einer Standardtechnik geworden5. Mehrere Arten von Verflechtungsquellen werden durch die Kombination dieser nichtlinearen Kristalle mit einem Sagnac Interferometer6,7,8entwickelt. Insbesondere das Schema mit orthogonal polarisierten Photonenpaaren, die von Typ-II-SPDC erhalten wurden, ermöglicht die Erzeugung bedingungsloser polarisierungsverschränkter Photonen und auch die Trennung von degenerierten Polarisations-verschränkten Photonenpaaren in verschiedene optische Modi ohne postselektive Erkennung7.
Im Gegensatz dazu hat Typ-0 SPDC den Vorteil einer einfachen Einrichtung und einem hohen Emissionsverhältnis von Photonenpaaren9. Darüber hinaus weisen die erzeugten Photonenpaare in Typ-0 SPDC eine viel breitere Bandbreite auf als die Photonen des Typs II SPDC. Die Gesamtproduktionsrate des Photonenpaares pro Pumpenleistung ist aufgrund der großen Bandbreite8um zwei Größenordnungen höher. Eine große Bandbreite korrelierter Photonenpaare ermöglicht eine sehr kurze Zufallszeit zwischen den erkannten Photonenpaaren. Diese Eigenschaft hat zu mehreren möglichen Anwendungen wie quantenoptische Kohärenztomographie10geführt, um ultrakurze zeitliche Korrelationen durch nichtlineare Wechselwirkungen mit dem Fluss der verwickelten Photonen11, Messtechnik zu erreichen Methoden mit dem sehr schmalen Eintauchen in Quanteninterferenzen12, Quantentaktsynchronisation13, Zeit-Frequenz-Verschränkungsmessung14und Multimode-Frequenzverschanglement15. Das Schema mit gewöhnlichem Typ-0 SPDC erfordert jedoch bedingte Erkennungsschemata6 oder Wellenlängenfilterung8 oder räumliche Filterung, um die erzeugten polarisationsgebundenen Photonen16zu trennen.
Wir haben ein Schema realisiert, das die Eigenschaften von Typ-0 und Typ-II SPDC gleichzeitig auf der Grundlage mehrerer Quanteninterferenzprozesse erfüllt17. Die Details des optischen Systems wurden beschrieben und experimentell verwendet, um die Parameter zu messen, die die erzeugten polarisationsverschränkten Photonen mit einer minimalen Anzahl experimenteller Daten charakterisieren.
Der Jones Vector des horizontalen (H) und vertikalen 
(V) Polarisationszustandes kann als und 
geschrieben werden. Alle möglichen reinen Polarisationszustände sind aus kohärenten Überlagerungen dieser beiden Polarisationszustände konstruiert. Beispielsweise werden die Lichtdiagonale(D), Antidiagonal(A), Rechtskreis(R) und linkskreisförmige(L)-Licht durch folgende Stellen dargestellt:
,
, (1)
und
,
H und V werden als geradlinige Polarisationsbasen bezeichnet. D und A werden als diagonale Polarisationsbasen bezeichnet. R und L werden als kreisförmige Polarisationsbasen bezeichnet. Diese reinen und auch gemischten Zustände der Polarisation können durch Dichtematrixen auf Basis der H- und V-Polarisationsbasen18dargestellt werden.
Das Funktionsprinzip der Regelung ist in Abbildung 1a-edargestellt. Der Laser wird in ein Polarisations-Sagnac-Interferometer injiziert, das aus einem Polarisationsstrahlsplitter (PBS), zwei Halbwellenplatten, die auf 45o (HWP1) und 22,5o (HWP2), einem ppKTP-Kristall, und Spiegeln eingestellt sind. Die Polarisationsoptik mit diesem Setup funktioniert sowohl für die Wellenlänge des Pumpenlaserfeldes als auch für nach unten konvertierte Photonen.
Die H-Komponente des Pumpenlasers durchläuft das PBS, wie in Abbildung 1a dargestellt, und Rundfahrten führen das Setup im Uhrzeigersinn (CW) durch. Die Polarisation des Pumpenlasers wurde durch HWP2 in den Diagonalzustand (D) umgedreht. Hier arbeitet die V-Komponente des Pumpenlasers für die Down-Conversion, und die erzeugten Photonen sind V-polarisiert mit Typ-0 SPDC. Der SPDC-Polarisationszustand erzeugter Photonenpaare kann wie ausfolgenden Folgenden dargestellt werden:
. (2)
Die nach unten konvertierten Photonenpaare werden durch den HWP1 auf 45o eingestellt, wie in Abbildung 1bdargestellt, und der Polarisationszustand wird:
. (3)
Der Pumpenlaserstrahl injizierte die invertierten Photonenpaare erneut in das ppKTP. Die erzeugten Photonenpaare aus dem zweiten SPDC sind sowohl V-polarisiert als auch mit den Vom ersten SPDC erzeugten Photonenpaaren für einen kollinearen optischen Modus, wie Abbildung 1cdargestellt. Der Polarisationszustand der Photonenpaare nach dem zweiten SPDC wird wie:
(4)
wobei 
die relative Phase zwischen dem Photonenpaar aus dem ersten und zweiten SPDC ist. Die Phase variiert nicht mit der Zeit, da sie durch die Materialdispersion des HWP1 zwischen dem Pumpenlaser und den nach unten konvertierten Photonen bestimmt und durch Kippen von HWP1 einstellbar wird. Der H(V)-Polarisationszustand der herunterkonvertierten Photonen wurde in Den Zustand A (D) umgedreht, wie in (1) dargestellt. Der Polarisationszustand des Ausgangsphotonenpaares von HWP2 wird wie:
(5)
Wenn die 
Phase durch Kippen von HWP1 eingestellt wird, bleibt nur der erste Term des Zustands (5) wie in Abbildung 1ddargestellt. Dies ist der Quanteninterferenzprozess, der dem umgekehrten Hong-Ou-Mandel (HOM) Interferenzprozess der Polarisationsbasen19entspricht. Wenn das H-Photon durch PBS geht und das V-Photon durch PBS reflektiert wird, wird der 
Polarisationszustand der Ausgangsphotonenpaare von PBS wie für den optischen Modus1 und 2 dargestellt, wie in Abbildung 1edargestellt.
Umgekehrt wurde die V-Komponente des Pumpenlasers durch PBS reflektiert, wie in Abbildung 1f dargestellt, und rund in gegen den Uhrzeigersinn (CCW) ausgelöst. Durch ähnliche multiple Typ-0-SPDC-Prozesse und einheitliche Transformationen wird 
der Polarisationszustand der Ausgabe von PBS zu . Wenn der Polarisationszustand des Pumpenlasers diagonal (D) vorbereitet wurde, war die relative Phase zwischen H- und V-Komponenten des Pumpenlasers Null. Daher wird der Ausgangszustand der generierten Photonen aus CW- und CCW-Richtungen mit den gleichen Amplituden überlagert und wie:
. (6)
Der Ausgangszustand ist ein polarisationsgebundener Zustand, der als einer der Glockenzustände bekannt ist und kann mit den Polarisationsoptikelementen7in andere drei Zustände umgewandelt werden. Anhand der in (1) gezeigten Relation kann der Ausgangszustand 
durch diagonale Polarisationsbasen wie folgt dargestellt werden:
und durch kreisförmige Polarisationsbasen wie: 
.
Protocol
Das angenommene Verfahren umfaßt vier Hauptphasen, die den in Abbildung 2dargestellten gesamten Versuchsaufbau verwenden. Die erste Stufe war die Vorbereitung des Pumpenlasers für SPDC. In der zweiten Stufe wurde das optische Interferometer - Sagnac Interferometer mit einem nichtlinearen Kristall und optischen Polarisationskomponenten konstruiert. Das Koinzidenzmessungsverfahren mit den in Abbildung 3 dargestellten elektrischen Komponenten wurde in der dritten Stufe beschrieben. Schließlich wurden die tatsächlichen Photonenkorrelationsdaten in Abbildung 4 verwendet, um die Genauigkeits- und Glockenparameter der erzeugten bedingungslosen Polarisations-verschränkten Photonen zu schätzen.
1. Konfiguration des Pumpenlasers
- Schalten Sie die 405 nm Gitter-stabilisierte Einfrequenz-Laserdiode ein. Stellen Sie die Ausgangsleistung auf wenige mW ein, indem Sie den elektrischen Eingangsstrom auf die Laserdiode und durch Neutraldichtefilter reduzieren.
- Konstruieren Sie einen externen Hohlraum zwischen der Oberfläche der Laserdiode und dem holographischen Gitter (3.600 mm1), um einen Einfrequenzvorgang zu realisieren, der als Spektrometer bezeichnet wird. Legen Sie das holographische Gitter etwa 45o gegen die Laserdiodenoberfläche und bewegen Sie die Schraube langsam, um den Grad einzustellen, und maximieren Sie die Ausgangsleistung aus der Kavität, indem Sie sich auf das Bild des Strahls beziehen.
- Koppeln Sie einen Laser mit der polarisierenden optischen Faser (PMF), um einen einzigen Raummodusbetrieb auszuführen. Passen Sie die Faserkupplungsschrauben an, um die Ausgangsleistung von PMF mit einem Leistungsmesser zu maximieren.
- Kollinearieren Sie den Ausgangslaser des PMF mit einer Faserkopplerlinse. Kanalisieren Sie den Ausgangslaser durch einen Isolator in die Mitte einer Halbwellenplatte (HWP), eine Viertelwellenplatte (QWP) und einen Kurzpass-Dichroiden (DM), wie in Abbildung 2dargestellt. Um die polarisationsgebundenen Photonen mit dem Zustand wie in (6) zu erzeugen, stellen Sie den Polarisationszustand des Pumpenlasers mit Diagonale (D) ein, indem Sie die HWP auf 22,5ound QWP auf 0oeinstellen.
2. Aufbau des interferometrischen Setups
- Legen Sie einen dichroitischen Spiegel (DM), einen normalen Spiegel, einen PBS und einen ppKTP-Kristall mit den Abmessungen: 10 mm lang (kristallographische x-Achse),10 mm breit(y-Achse)und 1 mm dicke(z-Achse)wie in Abbildung 2dargestellt. Die PBS arbeitet sowohl mit der Wellenlänge des Lasers (405 nm) als auch mit der der nach unten konvertierten Photonen (810 nm). Die Polierungszeit des ppKTP-Kristalls
beträgt 3.425, die für den kollinearen Typ-0 SPDC mit 405 nm Laserpumpe ausgelegt ist und eine Antireflexbeschichtung bei beiden Wellenlängen aufweist. - Stellen Sie den PBS und die Spiegel mit dem Pumpenlaser (405 nm) und einem Referenzlaser (810 nm) ein. Da die Länge vom Eingang bis zum Ausgang des Interferometers ca. 600 mm beträgt, wird das übertragene und reflektierte Licht von PBS für mehr als 600 mm (für einige Meter wünschenswert) parallel gemacht, um räumliche Modusübereinstimmungen vorzunehmen.
- Platzieren Sie HWP1 und HWP2 in das Setup. Sie arbeiten sowohl bei 405 nm als auch bei 810 nm Wellenlängen. Passen Sie die HWPs senkrecht zum einfallenden Licht an, indem Sie das reflektierte Licht von der Oberfläche verwenden. Winkel von HWP1 auf 45o und HWP2 auf 22,5o einstellen
- Legen Sie einen Retroreflektor in das Setup. Passen Sie die Position des Retroreflektors so an, dass sich die Referenzstrahlen im Uhrzeigersinn (CW) und gegen den Uhrzeigersinn (CCW) im gleichen raumräumlichen Modus befinden. Platzieren Sie ladungsgekoppelte Gerätekameras (CCD) in Modus 1 und 2 in Abbildung 2, um die Strahlprofilierungsbilder von der Ausgabe des Interferometers abzuverweisen. Passen Sie den Spiegel und den Retroreflektor an, um den räumlichen Modus anzupassen, indem Sie die Profilerstellungsbilder auf die Kamera verweisen.
- Platzieren Sie eine Fokuslinse zwischen QWP für Laser und DM. Da die Länge vom Eingang bis zum Ausgang des Interferometers ca. 600 mm beträgt, wählen Sie eine Linse mit einer Fokuslänge von 300 mm aus. Empirisch stellen Sie den Brennpunkt der Eingangslaserpumpe so ein, dass er nicht auf dem exakten Mittelpunkt des Interferometers liegt, sondern um den Erzeugungspos die zweite SPDC zur Effizienz der gleichstufigen Erzeugung von herunterkonvertierten Photonen zwischen dem ersten und zweiten SPDC zu machen.
- Entfernen Sie die CCD-Kamera und platzieren Sie QWPs, Polarisatoren (POLs), Interferenzfilter (IFs) mit einem 810 nm-Center und 3 nm Bandbreite im Modus 1 und 2, wie in Abbildung 2dargestellt. Passen Sie die optischen Elemente senkrecht zum einfallenden Licht mithilfe des reflektierten Lichts an. Koppeln Sie die Referenzlaserstrahlen mit den Multimode-Fasern mit Faserkopplern zur Erkennung.
- Platzieren Sie ein 300-mm-Fokusobjektiv zwischen DM und QWP im Modus 1 und 2. Machen Sie die Ausgangsreferenz-Laserstrahlen zur Erkennung kollinear.
- Verbinden Sie die Multimode-Fasern mit den Single-Photon-Zählmodulen (SPCMs) aus Silicon (Si) Lawinenphotodioden. Schalten Sie den Referenzlaser aus. Schalten Sie die SPCMs in einem Dunkelraumzustand ein, und zählen Sie die nach unten konvertierten Photonen.
- Passen Sie die Temperatur des ppKTP-Kristalls an, der auf einem Temperaturregler montiert ist, indem Sie auf die Zählraten von herunterkonvertierten Photonen verweisen. Die entsprechende Temperatur beträgt typischerweise 25-30 °C.
- Passen Sie den Neigungswinkel von HWP1 an, um die Zählraten von nach unten konvertierten Photonen zu maximieren. Wenn die Zählraten zu schwach sind, messen Sie die Anzahl ohne die optischen Elemente in Modus 1 und 2.
beträgt 3.425, die für den kollinearen Typ-0 SPDC mit 405 nm Laserpumpe ausgelegt ist und eine Antireflexbeschichtung bei beiden Wellenlängen aufweist.3. Messverfahren der Zufallszählung
- Wählen Sie die Polarisationsbasen in Modus 1 und 2 aus, um die mit der Polarisation verwickelten Photonen mithilfe von POLs und QWPs zu messen, wie in Abbildung 3dargestellt. Für die Messung des Vorfalls photon mit H (V) Basis, stellen Sie die QWP auf 0o und die POL auf 0o (90o). Für die Messung des Vorfalls Photon mit D (A) Basis, stellen Sie die QWP auf 0o und die POL auf 45o (-45o). Für die Messung des Vorfalls photon mit R (L) Basis, stellen Sie die QWP auf 45o (-45o) und die POL auf 0o.
- Schließen Sie das vom SPCM im Modus 2 erzeugte Transistor-Transistor-Logiksignal (TTL) an den Startsignaleingang eines Zeit-Amplituden-Wandlers (TAC) und das Signal im Modus 1 an den Stoppsignaleingang an, nachdem es die elektrische Verzögerungsleitung (Delay) durchlaufen hat. TAC erzeugt elektrische Signale von 0 bis 10 V entsprechend der Zeitverzögerung zwischen zwei Signalen.
- Legen Sie in diesem Experiment die Zeitverzögerung von T auf 50 ns fest, indem Sie die Delay Line Pins auswählen. Stellen Sie die Anzeige des PCs so ein, dass 100 ns Zeitbereich angezeigt wird, indem Sie das Zifferblatt von TAC einstellen. Dann erzeugt TAC 5 V Signale als 50 ns Verzögerungszeit, die von der elektrischen Verzögerungsleitung angegeben wird. Daher entsprechen die 5 V Signale den Zufällen bei 0 ns Verzögerungszeit der tatsächlichen Impulse von SPCMs. Die Zufälle bei 0 ns Verzögerungszeit werden in der Mitte des Anzeigezeitbereichs angezeigt, wie in Abbildung 3dargestellt.
- Klicken Sie auf die Starttaste der Software, genannt MAESTRO-32, um die Pulshöhenverteilung zu messen und die Verteilung mit einem computergesteuerten (PC) Multi-Channel-Analysator (MCA) aufzuzeichnen. In diesem Experiment stellen Sie die Messzeit von TAC für 30 s ein. Analysieren Sie die Höhenverteilung der TAC-Impulse von 0 bis 10 V, die einer Verzögerungszeit von -50 bis 50 ns zwischen den vorfallten Photonen und den SPCMs entspricht, und indem Sie die in Schritt 3.2 beschriebene Einstellung verwenden.
- Nach der Aufzeichnung der Pulshöhenverteilung erhalten Sie die Pulshöhenverteilungsdaten für mehrere Polarisationsbasen, wie in Abbildung 4dargestellt. Wählen Sie das Zeitfenster aus, das für die Zufallanzahl für die Analyzation der Daten berücksichtigt werden soll. Da die Breite der Pulsspitze durch die Auflösungszeit des SPCM von 1 ns bestimmt wird, ist das Zufallszeitfenster notwendig, um größer als die Auflösungszeit zu sein.
- Wählen Sie in diesem Experiment das Zufallszeitfenster aus, um 10 ns zu sein. Schätzen Sie die Zufallzahlen, indem Sie den Bereich des Zeitfensters integrieren.
4. Schätzverfahren der Parameter Fidelity und Bell
- Bestimmen Sie die polarisierten
Zweitordnungskorrelationen und kreuzpolarisierten Zweitordnungskorrelationen, 
wobei 
sich die Polarisationszustände H, D und R beziehen und 
sich auf die Kreuzpolarisationszustände V, A und L beziehen. Funktionen, indem die 
gemessene Zufallanzahl durch die Hintergrundebene dividiert wird. 
Abbildung 4 zeigt die tatsächlich gemessene Pulshöhenverteilung der Zufallszählungen mit mehreren Polarisationsbasen für 30er Jahre.
HINWEIS: Zum Beispiel zählt der Zufall die
mit Polarisationsbasis HH gibt count/30 s für Zufallsfenster 10 ns. Die durchschnittliche Bodenebene für das Zufallsfenster wird als 4,3 Anzahl/30 s berechnet. Da Korrelationen zweiter Ordnung 
durch angegeben werden, werden die polarisierten Korrelationsfunktionen zweiter Ordnung mit Polarisationsbasis HH zu 
. Ebenso werden Korrelationsfunktionen zweiter Ordnung mit anderen 
Polarisationsbasen wie: und 
kreuzpolarisierte Korrelationsfunktionen zweiter Ordnung wie: 
und 
angegeben. - Bestimmen Sie den Grad der Polarisationskorrelation zwischen zwei Photonen für drei Polarisationsbasen, die durch20,21definiert sind:
(7)
wobei
bezieht sich auf die Polarisationsbasen der geradlinigen (H und V), diagonalen (D und A) und kreisförmigen (R und L) Basen. Die gemessenen Korrelationsfunktionen zweiter Ordnung geben den Grad 
jeder 
Polarisationsbasis wie folgt an: , und . - Bestimmen Sie die Treue der generierten verschränkten Photonen. Berechnen Sie die Genauigkeit des polarisationsgebundenen Zustands in Bezug auf den Zustand (6) in drei Basen20,21:
Die gemessenen Polarisationsgrade betrugen
. Die Zahl überschritt die klassische Polarisationskorrelationsgrenze von 0,50. - Bestimmen Sie die Bell-Parameter der generierten verhedderten Photonen21. Berechnen Sie die Parameter aus den Polarisationskorrelationen wie folgt 19,20:
Die gemessenen Basen
der Polarisationskorrelation waren . Diese Zahlen überschreiten die klassische Parametergrenze von 2 und verletzen die Bell-Ungleichheit.
Zweitordnungskorrelationen und kreuzpolarisierten Zweitordnungskorrelationen, 
wobei 
sich die Polarisationszustände H, D und R beziehen und 
sich auf die Kreuzpolarisationszustände V, A und L beziehen. Funktionen, indem die 
gemessene Zufallanzahl durch die Hintergrundebene dividiert wird. 
Abbildung 4 zeigt die tatsächlich gemessene Pulshöhenverteilung der Zufallszählungen mit mehreren Polarisationsbasen für 30er Jahre.
mit Polarisationsbasis HH gibt count/30 s für Zufallsfenster 10 ns. Die durchschnittliche Bodenebene für das Zufallsfenster wird als 4,3 Anzahl/30 s berechnet. Da Korrelationen zweiter Ordnung 
durch angegeben werden, werden die polarisierten Korrelationsfunktionen zweiter Ordnung mit Polarisationsbasis HH zu 
. Ebenso werden Korrelationsfunktionen zweiter Ordnung mit anderen 
Polarisationsbasen wie: und 
kreuzpolarisierte Korrelationsfunktionen zweiter Ordnung wie: 
und 
angegeben.
(7)
bezieht sich auf die Polarisationsbasen der geradlinigen (H und V), diagonalen (D und A) und kreisförmigen (R und L) Basen. Die gemessenen Korrelationsfunktionen zweiter Ordnung geben den Grad 
jeder 
Polarisationsbasis wie folgt an: , und .
. Die Zahl überschritt die klassische Polarisationskorrelationsgrenze von 0,50.
der Polarisationskorrelation waren . Diese Zahlen überschreiten die klassische Parametergrenze von 2 und verletzen die Bell-Ungleichheit.Representative Results
Das optische System zur Erzeugung bedingungslos verschränkter Photonen für Polarisationszustände auf der Grundlage mehrerer Quanteninterferenzen und Detektionsschemata zur Schätzung der experimentellen Genauigkeit durch Polarisationskorrelation erzeugter Photonenpaare wurde diskutiert. Die geschätzte Genauigkeit der erzeugten Photonen überschritt die klassische lokale Korrelationsgrenze von 0,50. Die gemessenen Bell-Parameter überschritten die klassische Parametergrenze von 2 und verletzten die Bell-Ungleichheit. In diesem Papier wurden Koinzidenzmessungen aus mindestens sechs Kombinationen von Polarisationsbasen verwendet, um diese Parameter zu bewerten. Darüber hinaus ist es möglich, die Dichtematrix der erzeugten polarisationsverschränkten Photonen mittels Quantenzustandstomographie vollständig zu rekonstruieren, was Zufallsmessungen von 16 Kombinationen von Polarisationsbasenerfordert 18.
Abbildung 1 : Schemat eines integrierten Doppelpass-Polarisations-Sagnac-Interferometers. (a) Die Erzeugung von Photonenpaaren nach der ersten spontanen parametrischen Down-Conversion (SPDC). (b) Polarisationsrotation der Photonenpaare durch eine Halbwellenplatte (HWP1). (c) Die Erzeugung von Photonenpaaren nach dem zweiten SPDC. (d) Die Quanteninterferenz zwischen Photonenpaaren des ersten und zweiten SPDC von HWP2. (e) Ausgabe-Photonenpaare, die im Uhrzeigersinn (CW) erzeugt werden. (f) Ausgangsphotonenpaare, die in Gegen-Uhrzeigersinn (CCW) hergestellt werden. Bitte klicken Sie hier, um eine größere Version dieser Abbildung anzuzeigen.
Abbildung 2:Optisches Gesamtsystem zur Erzeugung bedingungsloser polarisationsverschränkter Photonen. Die erste Halbwellenplatte (HWP) und eine Viertelwellenplatte (QWP) werden verwendet, um den Polarisationszustand des Pumpenlasers durch polarisationserhaltende Glasfaser (PMF) einzustellen. Die Ausgabephotonen wurden durch Objektive, QWPs, Polarisatoren (POLs) und Interferenzfilter (IFs) in den Modi 1 und 2 geleitet und von den Single-Photon-Zählmodulen (SPCM) erkannt. Bitte klicken Sie hier, um eine größere Version dieser Abbildung anzuzeigen.
Abbildung 3 : Gesamtkoinzidenzsystem für die erzeugten polarisationsverschränkten Photonen. Die elektrischen Signale des SPCM wurden verwendet, um das Signal des Zeit-Amplituden-Wandlers (TAC) über eine elektrische Verzögerungsleitung (Delay) zu starten und zu stoppen. Die pulshöhenverteilung aus der Zeitdifferenz wurde mit einem computergesteuerten (PC) Mehrkanalanalysator (MCA) analysiert. Bitte klicken Sie hier, um eine größere Version dieser Abbildung anzuzeigen.
Abbildung 4 : Gemessene Zeitdifferenzverteilungen mit parallelen und orthogonalen Polarisatoreinstellungen. Die Kombinationen sind horizontale (H), vertikale (V), diagonale (D), Antidiagonale (A), rechts-kreisige (R) und links-kreisförmige (L) Polarisationsbasen. Bitte klicken Sie hier, um eine größere Version dieser Abbildung anzuzeigen.
Discussion
Der entscheidende Schritt innerhalb des Protokolls ist, wie die Genauigkeit der erzeugten Polarisation verwickeltphotonen zu maximieren. Die geschätzten Genauigkeits- und Glockenparameter sind derzeit begrenzt, vor allem, weil wir Multimode-Fasern verwendet haben, um die erzeugten verschränkten Photonen zu sammeln. Das Kippen von HWP1 wirkte sich auf den Höhenunterschied der raumbezogenen Modi zwischen den Photonen des ersten und zweiten SPDC aus und verursachte eine räumliche Diskrepanz am Ausgang des Sagnac-Interferometers. Bei Verwendung von Singlemode-Fasern, die den räumlichen Modus-überlappenden Bereich der generierten ersten und zweiten SPDC-Photonen herausfiltern, wird eine höhere Genauigkeit erwartet. Darüber hinaus wirkte sich der Birefrefringen-Effekt des ppKTP-Kristalls auf die Modus-Missverhältnis zwischen dem ersten und zweiten SPDC-Photonen aus. In Zukunft können wir die Parameter möglicherweise durch den Einsatz zusätzlicher Kompensationskristalle verbessern.
Die Bedeutung des Protokolls besteht darin, mehrere Eigenschaften gleichzeitig in Bezug auf die bestehende Methode zu realisieren. Die Quelle der Polarisation verstrickt Photonen mit dem Protokoll haben eine hohe Emissionsrate, sind degeneriert, haben eine Breitbandverteilung, und sind nach der Auswahl frei. Der charakteristische Vorteil des Protokolls beruht auf der mehrfachen Quanteninterferenz mittels eines Doppelpass-Polarisations-Sagnac-Interferometers. Das photonische System ermöglicht es, die große Erzeugungseffizienz von polarisationsverschränkten Photonen zu nutzen und degenerierte Photonenpaare in verschiedene optische Modi zu trennen, ohne dass eine Nachauswahl erforderlich ist. Das System der Hochleistungspolarisation verstricktphotonen photonen kann für neuartige photonische Quanteninformationstechnologien1,2,3,4angewendet werden.
Disclosures
Die Autoren haben nichts zu verraten.
Acknowledgments
Diese Forschung wurde von der Research Foundation for Opto-Science and Technology, Japan, unterstützt. Wir danken Dr. Tomo Osada für die nützlichen Diskussionen.
Materials
| Name | Company | Catalog Number | Comments |
| 300mm fous lens | Thorlabs. INC. | AC254-300-B | |
| 405nm LD | Digi-Key Electronics | NV4V31SF-A-ND | |
| Delay line | Ortec INC. | DB463 | |
| Dichroic mirror (DM) | Midwest Optical Systems INC. | SP650-25.4 | |
| Half-wave plate (HWP) for 405nm | Thorlabs. INC. | WPH05M-405 | |
| Half-wave plate (HWP) for dual wavelengths | Meadowlark Co. | DHHM-100-0405/0810? | |
| Interference filter (IF) | IDEX Health & Science, LLC | LL01-808-12.5 | |
| Multi-channel analyzer (MCA) | Ortec INC. | EASY-MCA-2K | MAESTRO-32 software |
| Polarization-maintaining fiber | Thorlabs. INC. | P1-405BPM-FC-1 | |
| Polarizer (POL) | Meadowlark Co. | G335743000 | |
| ppKTP crystal | RAICOL CRYSTAL LTD. | Type-0, 3.425 microns period | |
| Quarter-wave plate (QWP) for 808nm | Thorlabs. INC. | WPQ05M-808 | |
| Quarter-wave plate (QWP) for 405nm | Thorlabs. INC. | WPQ05M-405 | |
| Retroreflector | Newport Co. | U-BER 1-1S | |
| Single photon counting Module (SPCM) | Laser Cpmponents LTD. | Count -100C-FC | FC connecting |
| Time-to-amplitude converter (TAC) | Ortec INC. | 567 |
References
- Ekert, A. K., et al. Quantum cryptography based on Bell's theorem. Physical Review Letters. 67, 661-663 (1991).
- Mattle, K., Weinfurter, H., Kwiat, P. G., Zeilinger, A. dense coding in experimental quantum communication. Physical Review Letters. 76, 4656-4659 (1996).
- Pan, J. W., Bouwmeester, D., Weinfurter, H., Zeilinger, A. experimental entanglement swapping: entangling photons that never interacted. Physical Review Letters. 80, 3891-3894 (1998).
- Bouwmeester, D., et al.
- Armstrong, D. J., Alford, W. J., Raymond, T. D., Smith, A. V. Absolute measurement of the effective nonlinearities of KTP and BBO crystals by optical parametric amplification. Applied Optics. 35, 2032-2040 (1996).
- Shi, B. S., Tomita, A. Generation of a pulsed polarization entangled photon pair using a Sagnac interferometer. Physical Review A. 69, 013803 (2004).
- Kim, T., Fiorentino, M., Wong, F. N. C. Phase-stable source of polarization-entangled photons using a polarization Sagnac interferometer. Physical Review A. 73, 012316 (2006).
- Steinlechner, F., et al. Efficient heralding of polarization-entangled photons from type-0 and type-II spontaneous parametric downconversion in periodically poled KTiOPO4. Journal of the Optical Society of America B. 31, 2068 (2014).
- Steinlechner, F., et al. Phase-stable source of polarization-entangled photons in a linear double-pass configuration. Optics Express. 21, 11943-11951 (2013).
- Okano, M., et al. 0.54 resolution two-photon interference with dispersion cancellation for quantum optical coherence tomography. Scientific Reports. 5, 18042 (2015).
- Dayan, B., Pe'er, A., Friesem, A. A., Silberberg, Y. Nonlinear interactions with an ultrahigh flux of broadband entangled photons. Physical Review Letters. 94, 043602 (2005).
- Nasr, M. B., et al. Ultrabroadband biphotons generated via chirped quasi-phase-matched optical parametric down-conversion. Physical Review Letters. 100, 183601 (2008).
- Giovannetti, V., Lloyd, S., Maccone, L., Wong, F. N. C. Clock synchronization with dispersion cancellation. Physical Review Letters. 87, 117902 (2001).
- Hofmann, H. F., Ren, C. Direct observation of temporal coherence by weak projective measurements of photon arrival time. Physical Review Letters A. 87, 062109 (2013).
- Mikhailova, Y. M., Volkov, P. A., Fedorov, M. V. Biphoton wave packets in parametric down-conversion: Spectral and temporal structure and degree of entanglement. Physical Review A. 78, 062327 (2008).
- Jabir, M. V., Samanta, G. K. Robust, high brightness, degenerate entangled photon source at room temperature. Scientific Reports. 7, 12613 (2017).
- Terashima, H., Kobayashi, S., Tsubakiyama, T., Sanaka, K. Quantum interferometric generation of polarization entangled photons. Scientific Reports. 8, 15733 (2018).
- Altepeter, J. B., Jeffrey, E. R., Kwiat, P. G.
- Hong, C. K., Ou, Z. Y., Mandel, L. Measurement of subpicosecond time intervals between two photons by interference. Physical Review Letters. 59, 2044-2046 (1987).
- Hudson, A. J., et al. Coherence of an Entangled Exciton-Photon State. Physical Review Letters. 99, 266802 (2007).
- Young, R. J., et al. Bell-Inequality Violation with a Triggered Photon-Pair Source. Physical Review Letters. , 102 (2009).
