Name: a photonic system for generating unconditional polarization-entangled photons based on multiple quantum interference
Uploaded: 2019-09-05T14:00:00
Duration: 7 s
Description: Watch this Scientific Journal Video about A Photonic System for Generating Unconditional Polarization-Entangled Photons Based on Multiple Quantum Interference at JoVE.com

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.

La procédure adoptée comprend quatre étapes principales à l'aide de la configuration expérimentale globale présentée à la figure 2. La première étape a été la préparation du laser de pompe pour SPDC. Dans la deuxième étape, l'interféromètre optique - Interféromètre Sagnac a été construit à l'aide d'un cristal non linéaire et des composants de polarisation optique. La procédure de mesure de coïncidence utilisant les composants électriques indiqués dans la figure 3 a été décrite dans la troisième étape. Enfin, les données réelles de corrélation du photon présentées à la figure 4 ont été utilisées pour estimer les paramètres de fidélité et de Bell des photons enchevêtrés non conditionnels générés.
1. Configuration du laser de pompe
<ol><li>Allumez la diode laser à fréquence unique stabilisée de 405 nm. Ajuster la puissance de sortie à quelques mW en réduisant le courant électrique d'entrée à la diode laser et par des filtres de densité neutre.</li>
	<li>Construire une cavité externe entre la surface de la diode laser et la grille holographique (3 600 mm1) pour réaliser une opération à fréquence unique appelée spectromètre. Placez la grille holographique d'environ 45o contre la surface de la diode laser et déplacez lentement la vis pour ajuster le degré, et maximiser la puissance de sortie de la cavité en se référant à l'image du faisceau.</li>
	<li>Associez un laser à la fibre optique de polarisation (PMF) pour exécuter une seule opération en mode spatial. Ajustez les vis de coupleur de fibre pour maximiser la puissance de sortie de PMF à l'aide d'un compteur de puissance.</li>
	<li>Collimate le laser de sortie de la PMF avec une lentille de coupleur de fibres. Canalisez le laser de sortie à travers un isolateur dans le centre de la plaque demi-onde (HWP), une plaque de quart d'onde (QWP), et un miroir dichroïque à courte passe (DM) comme le montre la figure 2. Dans le but de générer les photons enchevêtrés de polarisation avec l'état comme dans (6), définir l'état de polarisation du laser de pompe avec diagonale (D) en réglant le HWP à 22,5o, et QWP à 0o.</li>
</ol>2. Construction de la configuration interférométrique
<ol><li>Placez un miroir dichroïque (DM), un miroir régulier, un PBS, et un cristal ppKTP avec des dimensions : 10 mm de long (axe x-cristallographie), 10 mm de large (axey),et 1 mm d'épaisseur (axez)comme le montre la figure 2. Le PBS fonctionne à la fois à la longueur d'onde du laser (405 nm) et à celle des photons convertis vers le bas (810 nm). La période de poling du cristal ppKTP <img alt="Equation 19" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq19.jpg"> est de 3.425 qui est conçu pour le type collinear-0 SPDC avec pompe laser de 405 nm et a un revêtement anti-réflexion aux deux longueurs d'onde.</li>
	<li>Ajuster le PBS et les miroirs à l'aide du laser à pompe (405 nm) et d'un laser de référence (810 nm). Étant donné que la longueur de l'entrée à la sortie de l'interféromètre est d'environ 600 mm, faire la lumière transmise et réfléchie de PBS parallèle pour plus de 600 mm (souhaitable pour quelques mètres) pour faire des correspondances de mode spatial.</li>
	<li>Placez HWP1 et HWP2 dans la configuration. Ils fonctionnent à la fois 405 nm et 810 nm longueurs d'onde. Ajustez les HWP pour qu'ils soient perpendiculaires à la lumière incidente à l'aide de la lumière réfléchie de la surface. Définir l'angle de HWP1 à 45o et HWP2 à 22,5o
</li>
	<li>Placez un rétroréflecteur dans la configuration. Ajustez la position du rétroréflecteur de telle sorte que les faisceaux de référence dans le sens des aiguilles d'une montre (CW) et dans le sens inverse des aiguilles d'une montre (CCW) sont sur le même mode spatial. Placez les caméras couplées à la charge (CCD) sur les modes 1 et 2 de la figure 2 pour renvoyer les images de profilage du faisceau à partir de la sortie de l'interféromètre. Ajustez le miroir et le rétroréversateur pour faire correspondre le mode spatial en référant les images de profilage sur la caméra.</li>
	<li>Placez une lentille de mise au point entre QWP pour laser et DM. Puisque la longueur de l'entrée à la sortie de l'interféromètre est d'environ 600 mm, sélectionnez une lentille avec une longueur de mise au point de 300 mm. Empiriquement définir le point focal de la pompe laser d'entrée pour ne pas être sur le point médian exact de l'interféromètre, mais d'être autour de la génération pos ition du deuxième SPDC faire l'efficacité de génération de même niveau des photons down-converted entre le premier et le deuxième SPDC.</li>
	<li>Retirez la caméra CCD et placez les QWPs, les polarisateurs (POL), les filtres de brouillage (FI) avec un centre de 810 nm et une bande passante de 3 nm dans les modes 1 et 2 comme le montre la figure 2. Ajustez les éléments optiques pour qu'ils soient perpendiculaires à la lumière incidente à l'aide de la lumière réfléchie. Coupler les faisceaux laser de référence aux fibres multimode à l'aide de coupleurs de fibres pour la détection.</li>
	<li>Placez une lentille de mise au point de 300 mm entre DM et QWP en mode 1 et mode 2. Faire les faisceaux laser de référence de sortie pour collimate pour la détection.</li>
	<li>Connectez les fibres multimode aux modules de comptage monophoton (SPCM) construits à partir de photodiodes d'avalanche de silicium (Si). Éteignez le laser de référence. Allumez les SPCM dans un état de chambre noire, et comptez les photons convertis à dubas.</li>
	<li>Ajuster la température du cristal ppKTP monté sur un contrôleur de température en faisant référence aux taux de comptage des photons convertis à l'envers. La température appropriée est généralement de 25-30 oC.</li>
	<li>Ajustez l'angle d'inclinaison de HWP1 pour maximiser les taux de comptage des photons convertis vers le bas. Si les taux de comptage sont trop faibles, mesurez les comptes sans les éléments optiques dans les modes 1 et 2.</li>
</ol>3. Procédure de mesure du nombre de coïncidences
<ol><li>Sélectionnez les bases de polarisation dans les modes 1 et 2 pour mesurer les photons enchevêtrés de polarisation incidente à l'aide de POL et de QWPs comme indiqué à la figure 3. Pour la mesure du photon incident avec h (V) base, définir le QWP à 0o et le POL à 0o (90o). Pour la mesure du photon incident avec la base D (A), régler le QWP à 0o et le POL à 45o (-45o). Pour la mesure du photon incident avec la base R (L), définir le QWP à 45o (-45o) et le POL à 0o.</li>
	<li>Connectez le signal de logique transistor-transistor (TTL) généré par le SPCM en mode 2 à l'entrée du signal de démarrage d'un convertisseur de temps à l'amplitude (TAC), et le signal en mode 1 à l'entrée du signal d'arrêt après qu'il a traversé la ligne de retard électrique (Retard). TAC génère des signaux électriques de 0 à 10 V correspondant au délai entre deux signaux.<ol>
<li>Dans cette expérience, définir le délai de temps T comme 50 ns en sélectionnant les broches de ligne de retard. Définiz l'affichage du PC pour afficher la plage de temps de 100 ns en réglant le cadran de TAC. Puis TAC génère 5 signaux V que 50 ns retard de temps donné par la ligne de retard électrique. Par conséquent, les signaux de 5 V correspondent aux coïncidences à 0 ns retard de temps réel des impulsions provenant de SPCMs. Les coïncidences à 0 ns temps de retard apparaissent dans le centre de la plage de temps d'affichage comme indiqué dans la figure 3.</li>
	</ol>
</li>
	<li>Cliquez sur le bouton de démarrage du logiciel, appelé MAESTRO-32, pour mesurer la distribution de la hauteur d'impulsion et enregistrer la distribution à l'utilisation d'un analyseur multicanal (MCA) contrôlé par ordinateur (PC). Dans cette expérience, définir le temps de mesure du TAC pour 30 s. Analyser la répartition de la hauteur des impulsions TAC de 0 à 10 V, ce qui correspondait à un délai de -50 à 50 ns entre les photons incident et les SPCM par le réglage décrit à l'étape 3.2.</li>
	<li>Après avoir enregistré la répartition de la hauteur de l'impulsion, obtenir les données de distribution de la hauteur d'impulsion pour plusieurs bases de polarisation, comme le montre la figure 4. Sélectionnez la fenêtre de temps à prendre en compte pour les dénombrements de coïncidences pour l'analyse des données. Étant donné que la largeur du pic d'impulsion est déterminée par le temps de résolution de la SPCM de 1 ns, la fenêtre de temps de coïncidence est nécessaire pour être plus grande que le temps de résolution.<ol>
<li>Dans cette expérience, choisissez la fenêtre de temps de coïncidence pour être 10 ns. Estimer le nombre de coïncidences en intégrant la zone de la fenêtre temporelle.</li>
	</ol>
</li>
</ol>4. Procédure d'estimation des paramètres Fidelity et Bell
<ol><li><img alt="Equation 21" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq21v2.jpg"> Déterminer les corrélations polarisées de second ordre et les <img alt="Equation 22" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq22v2.jpg"> </img>corrélations de second ordre interpolarisées, où <img alt="Equation 23" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq23v2.jpg"> se réfère aux états de polarisation H, D et R, et <img alt="Equation 24" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq24v2.jpg"> se réfère aux états de polarisation croisée V, A et L. Obtenez ces fonctions en divisant <img alt="Equation 25" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq25v2.jpg"> les nombres de coïncidences mesurées par le niveau <img alt="Equation 26" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq26v2.jpg"> </img>de fond . La figure 4 montre la répartition de la hauteur d'impulsion réellement mesurée des dénombrements de coïncidences avec plusieurs bases de polarisation pour les années 30. REMARQUE: Par exemple, la coïncidence compte <img alt="Equation 27" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq27v2.jpg"> le avec la base de polarisation HH donne compte/30 s pour la fenêtre de coïncidence 10 ns. Le niveau moyen du sol arrière pour la fenêtre de coïncidence est calculé comme 4,3 compte/30 s. Puisque des corrélations de <img alt="Equation 28" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq28v2.jpg"> </img>deuxième ordre sont données par , les fonctions <img alt="Equation 29" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq29v2.jpg"> </img>polarisées de corrélation de deuxième ordre avec la base de polarisation HH devient. De même, les fonctions de corrélation de <img alt="Equation 30" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq30v2.jpg"> </img>second <img alt="Equation 31" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq31v2.jpg"> ordre avec d'autres bases de polarisation <img alt="Equation 32" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq32v2.jpg"> <img alt="Equation 33" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq33v2.jpg"> </img>sont données comme : , et et les fonctions de corrélation de second ordre interpolarisées comme : et .</li>
	<li>Déterminer le degré de corrélation de polarisation entre deux photons pour trois bases de polarisation définies par20,21: <img alt="Equation 34" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq34v2.jpg">(7) où <img alt="Equation 35" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq35v2.jpg"> se réfère aux bases de polarisation des bases rectilignes (H et V), diagonales (D et A) et circulaires (R et L). Les fonctions de corrélation mesurées de second ordre donnent <img alt="Equation 36" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq36v2.jpg"> </img>le <img alt="Equation 37" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq37v2.jpg"> </img>degré de chaque base de polarisation comme suit : , et .</li>
	<li>Déterminer la fidélité des photons enchevêtrés générés. Calculer la fidélité de l'état de polarisation enchevêtré e par rapport à l'État (6) en trois bases20,21: <img alt="Equation 38" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq38v2.jpg"> Les degrés mesurés de <img alt="Equation 39" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq39v2.jpg"> </img>corrélation de polarisation étaient . Ce nombre a dépassé la limite classique de corrélation de polarisation de 0,50.</li>
	<li>Déterminer les paramètres Bell des photons enchevêtrésgénérés 21. Calculez les paramètres des corrélations de polarisation comme suit 19,20: <img alt="Equation 40" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq40v2.jpg"> <img alt="Equation 41" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq41v2.jpg"> <img alt="Equation 42" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq42v2.jpg"> Les bases mesurées de <img alt="Equation 43" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq43v2.jpg"> </img>la corrélation de polarisation étaient . Ces nombres dépassent la limite classique de paramètre de 2 et violent l'inégalité de Bell.</li>
</ol>

<ol>
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Les auteurs n'ont rien à révéler.

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.

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 <img alt="Equation 1" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq1.jpg"> et <img alt="Equation 2" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq2.jpg" style="font-size: 14px;"> </img>. 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 :
<img alt="Equation 3" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq3.jpg" style="font-size: 14px; opacity: 0.9;">,
<img alt="Equation 4" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq4.jpg" style="font-size: 14px;">, (1)
<img alt="Equation 5" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq5.jpg" style="font-size: 14px;">et
<img alt="Equation 6" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq6.jpg" style="font-size: 14px;">,
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 :
<img alt="Equation 7" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq7.jpg">.  (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 :
<img alt="Equation 8" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq8.jpg" style="font-size: 14px;">. (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 :
<img alt="Equation 9" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq9.jpg" style="font-size: 14px;">(4)
où <img alt="Equation 10" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq10.jpg"> 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 :
<img alt="Equation 11" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq11.jpg">(5)
Lorsque la <img alt="Equation 12" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq12.jpg" style="opacity: 0.9;"> 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 <img alt="Equation 13" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq13.jpg" style="opacity: 0.9;"> 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 <img alt="Equation 14" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq14.jpg" style="opacity: 0.9;"> </img>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 :
<img alt="Equation 15" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq15.jpg">.  (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 <img alt="Equation 16" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq16.jpg" style="opacity: 0.9;"> dans (1), l'état de sortie peut être représenté par des bases de polarisation diagonale comme :
<img alt="Equation 17" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq17.jpg" style="opacity: 0.9;">et par des bases <img alt="Equation 18" src="/files/ftp_upload/59705/59705eq18.jpg" style="opacity: 0.9;"> </img>de polarisation circulaire s'inscrivant comme : .

<table border="0" cellpadding="0" cellspacing="0" style="width:777px;" width="777">
	<tbody>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;width:239px;">300mm fous lens</td>
			<td style="width:157px;">Thorlabs. INC.</td>
			<td style="width:165px;">AC254-300-B</td>
			<td style="width:216px;"></td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">405nm LD</td>
			<td>Digi-Key Electronics</td>
			<td>NV4V31SF-A-ND</td>
			<td></td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Delay line</td>
			<td>Ortec INC.</td>
			<td>DB463</td>
			<td></td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Dichroic mirror (DM)</td>
			<td>Midwest Optical Systems INC.</td>
			<td>SP650-25.4</td>
			<td></td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Half-wave plate (HWP) for 405nm</td>
			<td>Thorlabs. INC.</td>
			<td>WPH05M-405</td>
			<td></td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Half-wave plate (HWP) for dual wavelengths</td>
			<td>Meadowlark Co.</td>
			<td colspan="2">DHHM-100-0405/0810&#12288;</td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Interference filter (IF)</td>
			<td>IDEX Health &#38; Science, LLC</td>
			<td>LL01-808-12.5</td>
			<td></td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Multi-channel analyzer (MCA)</td>
			<td>Ortec INC.</td>
			<td>EASY-MCA-2K</td>
			<td>MAESTRO-32 software</td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Polarization-maintaining fiber</td>
			<td>Thorlabs. INC.</td>
			<td>P1-405BPM-FC-1</td>
			<td></td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Polarizer (POL)</td>
			<td>Meadowlark Co.</td>
			<td>G335743000</td>
			<td></td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">ppKTP crystal</td>
			<td>RAICOL CRYSTAL LTD.</td>
			<td></td>
			<td>Type-0, 3.425 microns period</td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Quarter-wave plate (QWP) for 808nm</td>
			<td>Thorlabs. INC.</td>
			<td>WPQ05M-808</td>
			<td></td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Quarter-wave plate (QWP) for 405nm</td>
			<td>Thorlabs. INC.</td>
			<td>WPQ05M-405</td>
			<td></td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Retroreflector</td>
			<td>Newport Co.</td>
			<td>U-BER 1-1S</td>
			<td></td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Single photon counting Module (SPCM)</td>
			<td>Laser Cpmponents LTD.</td>
			<td>Count -100C-FC</td>
			<td>FC connecting</td>
		</tr>
		<tr height="21">
			<td height="21" style="height:21px;">Time-to-amplitude converter (TAC)</td>
			<td>Ortec INC.</td>
			<td>567</td>
			<td></td>
		</tr>
	</tbody>
</table>

a photonic system for generating unconditional polarization-entangled photons based on multiple quantum interference

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.

Le système optique pour générer des photons enchevêtrés inconditionnels pour les états de polarisation basés sur de multiples interférences quantiques et des schémas de détection pour estimer la fidélité expérimentale par corrélation de polarisation des paires de photons générés a été discuté. La fidélité estimée des photons générés a dépassé la limite de corrélation locale classique de 0,50. Les paramètres mesurés de Bell ont dépassé la limite classique de 2 et ont violé l'inégalité de Bell. Dans cet article, des mesures de coïncidence obtenues à partir d'un minimum de six combinaisons de bases de polarisation ont été utilisées pour évaluer ces paramètres. En outre, il est possible de reconstruire complètement la matrice de densité des photons enchevêtrés de polarisation générées par la tomographie quantique, qui nécessite des mesures de coïncidence de 16 combinaisons de bases de polarisation18.
<img alt="Figure 1" class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig1.jpg"> Figure 1 : Schéma d'un interféromètre sagnac intégré de polarisation à double passage. (a) La génération de paires de photons après la première conversion paramétrique spontanée (SPDC). ( b) Rotation de polarisation des paires de photons par une plaque demi-onde (HWP1). (c) La génération de paires de photons après le deuxième SPDC. (d) L'interférence quantique entre les paires de photons de la première et la deuxième SPDC par HWP2. (e) Paires de photons de sortie produites dans le sens des aiguilles d'une montre (CW). (f) Paires de photons de sortie produites dans le sens inverse des aiguilles d'une montre (CCW). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig1large.jpg" target="_blank">Veuillez cliquer ici pour voir une version plus grande de ce chiffre.</a>
<img alt="Figure 2" class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig2.jpg"> Figure 2:Système optique global pour générer des photons enchevêtrés de polarisation inconditionnelle. La première plaque à demi-ondes (HWP) et une plaque à quart d'onde (QWP) sont utilisées pour définir l'état de polarisation du laser de la pompe en passant par la fibre optique de polarisation-maintien (PMF). Les photons de sortie ont été passés par des lentilles, des QWPs, des polariseurs (POL) et des filtres d'interférence (FI) dans les modes 1 et 2, et détectés par les modules de comptage monophoton (SPCM). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig2large.jpg" target="_blank">Veuillez cliquer ici pour voir une version plus grande de ce chiffre.</a>
<img alt="Figure 3" class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig3.jpg"> Figure 3 : Système global de détection des coïncidences pour les photons enchevêtrés de polarisation générées. Les signaux électriques du SPCM ont été utilisés pour démarrer et arrêter le signal du convertisseur de temps d'amplitude (TAC) à travers une ligne de retard électrique (retard). La répartition de la hauteur d'impulsion obtenue à partir du décalage horaire a été analysée à l'aube d'un analyseur multicanal (MCA) contrôlé par ordinateur (PC). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig3large.jpg" target="_blank">Veuillez cliquer ici pour voir une version plus grande de ce chiffre.</a>
<img alt="Figure 4" class="xfigimg" src="/files/ftp_upload/59705/59705fig4.jpg"> Figure 4 : Répartitions mesurées de décalage horaire avec des réglages de polarisation parallèles et orthogonales. Les combinaisons sont horizontales (H), verticales (V), diagonales (D), antidiagonales (A), circulaires droites (R) et bases de polarisation gauche-circulaire (L). <a href="https://www.jove.com/files/ftp_upload/59705/59705fig4large.jpg" target="_blank">Veuillez cliquer ici pour voir une version plus grande de ce chiffre.</a>

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

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.

Un système photonique pour générer des photons enchevêtrés de polarisation inconditionnelle s'appuyant sur des interférences quantiques multiples

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

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.

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