Nous présentons un système photonique haute performance qui tire parti de multiples effets d’interférence quantique pour produire des photons libres polarisés, dégénérés et post-sélection au taux d’émission élevé avec une grande distribution à large bande. Notre approche utilise un processus d’interférence hong-ou-mandel inverse multiple pour produire des photons enchevêtrés de polarisation avec une efficacité de haute génération et une séparation fiable des paires de photons dégénérés en différents modes optiques sans post-sélection. Pour commencer, allumez une diode laser et réglez la puissance à quelques milliwatts.
S’il vous plaît une grille holographique à environ un angle de 45 degrés par rapport à la surface de la diode laser, et ajuster l’angle jusqu’à ce que l’intensité du faisceau semble être maximisée. Ensuite, couplez le laser à une fibre optique qui maintient la polarisation. Dirigez la fibre vers un compteur de puissance et ajustez les vis du coupler pour maximiser la puissance de sortie.
Dirigez le laser à travers un isolateur d’espace libre. Ensuite, placez une plaque à demi-ondes et une plaque à quart d’onde pour la lumière de 405 nanomètres sur le chemin du faisceau. Définissez les angles de plaque pour atteindre l’état de polarisation du faisceau désiré.
Ensuite, placez un miroir dichroïque à passage court et un cube polarisant de faisceau-splitter dans le chemin du faisceau. Utilisez un miroir ordinaire pour diriger le faisceau polarisé par s réfléchi parallèle au faisceau p-polarisé transmis. Placez un cristal ppKTP de type zéro sur une plate-forme à température contrôlée, montée sur le chemin du faisceau.
Ajustez la plate-forme jusqu’à ce que les poutres fendue passent à travers le cristal. Ensuite, ajustez le séparant de faisceau et les miroirs jusqu’à ce que les faisceaux s-et p-polarisés soient parallèles pour quelques mètres. Utilisez à la fois le laser de la pompe de 405 nanomètres et un laser de référence de 810 nanomètres pour cet ajustement.
Ensuite, montez une plaque à double onde de chaque côté du cristal ppKTP, perpendiculaire à la lumière incidente. La plaque à demi-ondes entre le séparant de faisceau et le cristal a été réglée à 22,5 degrés et l’autre plaque à 45 degrés à l’avance. Ensuite, placez un rétroréflecteur à la fin de la configuration pour diriger les faisceaux convertis vers le bas à travers le cristal ppKTP et la plaque demi-onde de 22,5 degrés.
Placez la plaque demi-onde de 45 degrés de sorte que seul le faisceau entrant réfléchi par le séparant du faisceau et le faisceau sortant de l’autre côté passent à travers elle. Assurez-vous que les deux poutres sortantes sont dirigées vers le séparant du faisceau pour générer les faisceaux photons dans le sens des aiguilles d’une montre et dans le sens inverse des aiguilles d’une montre. Placez les profileurs de faisceaux de caméra CCD en ligne avec les faisceaux photons de sortie.
Ajustez les miroirs et le rétroréflecteur de sorte que les paires de faisceaux dans le sens des aiguilles d’une montre et dans le sens inverse des aiguilles d’une montre soient dans les mêmes modes spatiaux. Ensuite, montez une lentille de mise au point de 300 millimètres entre la plaque d’onde quart et le miroir dichroïque. Placez l’objectif de sorte que le point focal du faisceau laser de la pompe est autour de la position de génération du deuxième photon down-conversion dans le cristal ppKTP.
Retirez les profileurs de faisceau, et placez une plaque d’onde d’un quart, un polariseur de grille de fil, et un filtre d’interférence dans le chemin de chaque faisceau de sortie. Couplez les poutres aux fibres multimodes avec une lentille collimateur. Placez une lentille de mise au point de 300 millimètres avant chaque plaque d’onde quart et concentrez les faisceaux de sortie sur les collimateurs.
Ensuite, connectez les fibres multimodes aux modules de comptage mono-photons qui utilisent des photodiodes d’avalanche de silicium. Une fois que la configuration a été entièrement assemblée, éteignez le laser de référence et reconnectez le laser à diodes. Éteignez les lumières de la pièce et excluez toute lumière extérieure.
Ensuite, allumez les modules de comptage et comptez les photons convertis vers le bas. Ensuite, ajustez la température du cristal ppKTP et l’angle d’inclinaison de la plaque à demi-ondes de 45 degrés pour améliorer le taux de comptage des photons convertis vers le bas. Répétez les mesures et les ajustements jusqu’à ce que le taux de comptation soit maximisé.
Avant la mesure, définissez les angles des plaques d’onde quart et des polariseurs pour que les faisceaux de sortie atteignent la base de polarisation souhaitée pour la mesure. Ensuite, connectez le module de comptage mono-photon du faisceau de sortie réfléchi hors du miroir dichroïque à l’entrée du signal de démarrage d’un convertisseur temps-amplitude. Connectez l’autre faisceau à l’entrée du signal d’arrêt via une ligne de retard électrique.
Réglez le délai à 50 nanosecondes et la plage de temps affichée à 100 nanosecondes. Ouvrez le logiciel d’instrument, réglez le temps de mesure à 30 secondes, et démarrez la mesure. Lorsque la mesure se termine, enregistrez la distribution de la hauteur des impulsions.
Répétez la mesure avec plusieurs combinaisons de base de polarisation, et identifiez une fenêtre temporelle de coïncidence basée sur la résolution temporelle des modules de comptage. Pour chaque mesure, intégrer la zone sous le pic dans la fenêtre de temps de coïncidence pour estimer le nombre de coïncidences. Calculez la fidélité et les paramètres de Bell pour confirmer que le système génère des photons empêtrés dans la polarisation.
L’analyse des mesures de détection des coïncidences à partir de six combinaisons de bases de polarisation a confirmé que le système pouvait générer et détecter des photons empêtrés dans la polarisation. La fidélité à l’enchevêtrement était de 0,85, dépassant la limite de corrélation locale classique de 0,5. Les corrélations à partir des bases de polarisation ont toutes dépassé la limite classique de deux paramètres, violant l’inégalité de Bell.
Notre méthode permet la séparation libre après sélection des paires de photons dégénérés en différents modes optiques caractéristiques de la conversion paramétrique spontanée de type deux vers le bas, tout en maintenant la grande bande passante et l’efficacité élevée de la conversion paramétrique spontanée de type zéro vers le bas. Cette méthode d’utilisation de multiples processus d’interférence quantique est également utile pour l’application de photons emmêlés par l’émission stimulée de la conversion parapentique spontanée vers le bas. Grâce à la simplicité de notre schéma, nous pouvons encore améliorer l’efficacité de la génération de photons enchevêtrée par polarisation en modifiant le pompage laser pulsé et les structures de guidage des ondes dans les cristaux non ligneux.
Nous pouvons également générer des photons dans la bande des longueurs d’onde théoriciques en changeant la période de poling du cristal. Notre technique améliore le taux total de production de paire de photons par unité de puissance de la pompe de deux à trois ordres de grandeur, en raison de la grande bande passante de type zéro spontanée vers le bas-conversion. Une grande bande passante de paires de photons corrélés donne un temps de coïncidence très court, qui a attiré une attention considérable pour une utilisation dans la tomographie par cohérence optique quantique et dans de nombreuses autres applications.
