Nous décrivons un système optique pour la génération de photons inconditionnels enmêlés de polarisation basé sur des effets d’interférence quantique multiples avec un système de détection pour estimer la fidélité expérimentale des photons enchevêtrés générés.
Nous présentons une source de haute performance de photons inconditionnels enmêlés de polarisation qui ont un taux d’émission élevé, une distribution à large bande, sont dégénérés et sans postsélection. La propriété de la source est basée sur l’effet d’interférence quantique multiple avec une configuration aller-retour d’un interféromètre Sagnac. Les effets d’interférence quantique permettent d’utiliser l’efficacité de production élevée des photons enchevêtrés pour traiter la conversion paramétrique vers le bas, et séparer les paires de photons dégénérés en différents modes optiques sans postsélection condition. Le principe du système optique a été décrit et utilisé expérimentalement pour mesurer la fidélité et les paramètres de Bell, et aussi pour caractériser les photons enchevêtrés de polarisation générées à partir d’un minimum de six combinaisons de données corrélées de polarisation. La fidélité obtenue expérimentalement et les paramètres de Bell ont dépassé la limite de corrélation locale classique et sont des preuves claires de la génération de photons inconditionnels enmêlés de polarisation.
L’état enchevêtré des photons a suscité un intérêt considérable dans l’étude du réalisme local dans la théorie quantique et les applications nouvelles de la cryptographie quantique1, le codage quantique dense2, le répéteur quantique3, et quantique téléportation4. La conversion paramétrique spontanée (SPDC) est un processus non linéaire de second ordre qui a été introduit pour produire directement des paires de photons enchevêtrés dans les états de polarisation. En raison de l’évolution récente des techniques d’appariement quasi-phase, les KTiOPO4 (ppKTP) et LiNbO3 (ppLN) sont devenus une technique standard5. Plusieurs types de sources d’enchevêtrement sont développés en combinant ces cristaux non linéaires avec un interféromètre Sagnac6,7,8. En particulier, le schéma avec des paires de photons orthogonally polarisés obtenues par type-II SPDC permet de générer des photons inconditionnels enmêlés de polarisation et sépare également les paires de photons dégénérés en mêlés à différentes optiques modes sans détection postsélective7.
En revanche, type-0 SPDC a l’avantage d’une configuration simple et un rapport d’émission élevé de paires dephotons 9. En outre, les paires de photons générés dans le type-0 SPDC montrent une bande passante beaucoup plus large que les photons de type II SPDC. Le taux de production total de photon-paire par unité de puissance de pompe est deux ordres de grandeur plus élevé en raison de sa large bande passante8. Une large bande passante de paires de photons corrélés permet un temps de coïncidence très court entre les paires de photons détectés. Cette propriété a conduit à plusieurs applications potentielles telles que la tomographie de cohérence optique quantique10, pour atteindre des corrélations temporelles ultracourtes par des interactions non linéaires avec le flux de photons enchevêtrés11, métrologie méthodes utilisant la trempette très étroite dans l’interférence quantique12,synchronisation d’horloge quantique13,mesure d’enchevêtrement de temps-fréquence14,et enchevêtrement de fréquence de multimode15. Cependant, le schéma avec le type ordinaire-0 SPDC exige des systèmes de détection conditionnelle6 ou le filtrage de longueur d’onde8 ou le filtrage en mode spatial pour séparer les photons générés polarisation-enchevêtrés16.
Nous avons réalisé un schéma qui satisfait les propriétés de type-0 et type II SPDC simultanément basé sur plusieurs processus d’interférence quantique17. Les détails du système optique ont été décrits et utilisés expérimentalement pour mesurer les paramètres qui caractérisent les photons enchevêtrés de polarisation générée à l’aide d’un nombre minimum de données expérimentales.
Le vecteur Jones de l’état de polarisation horizontale (H) et verticale (V) peut être écrit comme et . Tous les états de polarisation pure possible sont construits à partir de superpositions cohérentes de ces deux états de polarisation. Par exemple, la lumière diagonale(D), antidiagonale(A), circulaire à droite(R) et la lumière circulaire gauche(L), respectivement, sont représentées par :
,
, (1)
et
,
H et V sont appelés les bases de polarisation rectiligne. D et A sont appelés les bases de polarisation diagonale. R et L sont appelés les bases de polarisation circulaire. Ces états purs et également mixtes de la polarisation peuvent être représentés par des matrices de densité basées sur les bases de polarisation H et V18.
Le principe de fonctionnement du régime est indiqué à la figure 1a-e. Le laser est injecté dans un interféromètre Sagnac polarisant composé d’un séparateur de faisceau polarisant (PBS), de deux plaques à demi-ondes fixées à 45o (HWP1) et 22,5o (HWP2), un cristal ppKTP, et des miroirs. L’optique de polarisation avec ce travail d’configuration pour la longueur d’onde du champ laser de pompe et les photons down-converted.
Le composant H du laser de la pompe passe à travers le PBS comme le montre la figure 1a et les allers-retours de la configuration dans le sens des aiguilles d’une montre (CW). La polarisation du laser de pompe a été inversée à l’état diagonal (D) par HWP2. Ici, le composant V du laser de pompe fonctionne pour la conversion vers le bas, et les photons générés sont V-polarisés avec le type-0 SPDC. L’état de polarisation SPDC des paires de photons générés peut être représenté comme :
. (2)
Les paires de photons converties vers le bas sont H-polarisées par le HWP1 réglé à 45o comme indiqué dans la figure 1b, et l’état de polarisation devient :
. (3)
Le faisceau laser de pompe a de nouveau injecté les paires inversées de photon dans le ppKTP. Les paires de photons générés du deuxième SPDC sont à la fois Polarisées en V et superposées avec les paires de photons générées par le premier SPDC pour un mode optique collinear comme indiqué Figure 1c. L’état de polarisation des paires de photons après le deuxième SPDC est représenté comme :
(4)
où se trouve la phase relative entre la paire de photons de la première et la deuxième SPDC. La phase ne varie pas avec le temps parce qu’elle est déterminée par la dispersion du matériau du HWP1 entre le laser de la pompe et les photons convertis vers le bas, et réglable en inclinant HWP1. L’état de polarisation H (V) des photons convertis vers le bas a été inversé à l’état A (D) comme indiqué dans (1). L’état de polarisation de la paire de photons de sortie de HWP2 est représenté comme :
(5)
Lorsque la phase est fixée en inclinant HWP1, seul le premier terme de l’état (5) reste comme indiqué dans la figure 1d. Il s’agit du processus d’interférence quantique qui correspond au processus d’interférence inverse de Hong-Ou-Mandel (CDM) des bases de polarisation19. Lorsque le photon H passe par PBS et que le v-photon est reflété par PBS, l’état de polarisation des paires de photons de sortie de PBS est représenté comme pour le mode optique1 et 2 comme le montre la figure 1e.
Inversement, le composant V du laser de la pompe a été reflété par PBS comme indiqué dans la figure 1f et rond trébuché dans le sens inverse des aiguilles d’une montre (CCW). Grâce à des processus SPDC de type 0 similaires et à des transformations unitaires, l’état de polarisation de la sortie de PBS devient . Lorsque l’état de polarisation du laser de la pompe a été préparé en diagonale (D), la phase relative entre les composants H et V du laser de la pompe était nulle. Par conséquent, l’état de sortie des photons générés à partir des directions CW et CCW sont superposés avec les mêmes amplitudes et représentés comme :
. (6)
L’état de sortie est un état de polarisation enchevêtré connu sous le nom d’un des États Bell et peut être converti à d’autres trois États en utilisant les éléments d’optique de polarisation7. En utilisant la relation indiquée dans (1), l’état de sortie peut être représenté par des bases de polarisation diagonale comme :
et par des bases de polarisation circulaire s’inscrivant comme : .
L’étape critique dans le protocole est de savoir comment maximiser la fidélité des photons enchevêtrés de polarisation générée. La fidélité estimée et les paramètres de Bell sont actuellement limités, principalement parce que nous avons utilisé des fibres multimode pour recueillir les photons enchevêtrés générés. L’inclinaison de HWP1 a affecté la différence de hauteur des modes spatiaux entre les photons du premier et du deuxième SPDC et a causé un décalage en mode spatial sur la sortie de l’interféromètre Sagnac. On s’attend à ce que la fidélité soit plus élevée en utilisant des fibres à mode unique qui filtrent la zone de chevauchement de mode spatiale des premiers et deuxièmes photons GÉNÉRÉs de SPDC. En outre, l’effet de birefringence du cristal ppKTP a affecté l’inadéquation du mode entre les premiers et deuxièmes photons SPDC. À l’avenir, nous pourrons éventuellement améliorer les paramètres en utilisant des cristaux de compensation supplémentaires.
L’importance du protocole est de réaliser plusieurs propriétés simultanément par rapport à la méthode existante. La source de la polarisation des photons enchevêtrés avec le protocole ont un taux d’émission élevé, sont dégénérées, ont une distribution à large bande, et sont sans sélection. L’avantage caractéristique du protocole est basé sur l’interférence quantique multiple à l’aide d’un interféromètre Sagnac de polarisation à double passage. Le système photonique permet d’utiliser la grande efficacité de génération des photons enchevêtrés de polarisation et de séparer les paires de photons dégénérés en différents modes optiques sans aucune exigence de postsélection. Le système de polarisation haute performance des photons emmêlés peut être appliqué pour les nouvelles technologies photoniques de l’information quantique1,2,3,4.
The authors have nothing to disclose.
Cette recherche a été soutenue par la Research Foundation for Opto-Science and Technology, Japon. Nous remercions le Dr Tomo Osada pour les discussions utiles.
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 |