CN105511199A - 一种啁啾纠缠光子对的压缩装置及方法 - Google Patents

Abstract

本发明公开了一种啁啾纠缠光子对的压缩装置，包括连续激光器，连续激光器一侧的光路上依次设置有第一凸透镜、第一非线性晶体、第二凸透镜、第一滤光器、第一准直器、液晶空间光调制器、第二准直器、第三凸透镜、第二非线性晶体、第四凸透镜、第二滤光器、第五凸透镜、单光子探测器、光子计数器。本发明还公开了利用上述压缩装置的压缩方法。本发明提供的一种啁啾纠缠光子对的压缩装置及上述压缩装置的压缩方法，其压缩效果和传统相位补偿方案相同。但却克服了传统相位补偿方案中压缩结果受限于色散介质长度及色散高阶项、纠缠光子信号经色散介质时会出现损耗等缺陷。

Description

一种啁啾纠缠光子对的压缩装置及方法

技术领域

本发明属于量子光学中纠缠光子对的操纵技术领域，具体涉及一种啁啾纠缠光子对的压缩装置，还涉及利用上述压缩装置的方法。

背景技术

用连续激光泵浦啁啾准相位匹配非线性晶体时可以产生超宽频谱的纠缠光源，即啁啾纠缠光子对。这种纠缠光源可应用在高精度量子光学相干层析及大带宽量子信息处理中，并能获得超窄洪-欧-曼德尔HOM(Hong–Ou–Mandel)量子干涉结果。然而，由于晶体的色散作用，使得啁啾纠缠光子对的关联时间也同时被拓宽，因而不利于其在量子度量衡、量子平板印刷等领域的应用。为了在不影响啁啾纠缠光子超宽频谱的同时提高其时间关联性，就必须压缩关联时间。传统方法采用色散介质(如，光纤)的相位补偿方案来压缩关联时间。但缺陷是：压缩的关联时间依赖于色散介质的长度，只有在特殊位置才能被完美压缩；色散介质中的高阶项也会降低压缩效果；纠缠光子信号经色散介质时会出现损耗。本发明方法基于脉冲整形技术，利用菲涅尔二元相位通过整形啁啾纠缠光子光谱来实现关联时间的压缩，从而克服了相位补偿方法的缺陷。

发明内容

本发明的目的是提供一种啁啾纠缠光子对的压缩装置，解决了现有相位补偿方案中纠缠光源经色散介质会出现损耗，压缩结果受色散介质长度及色散高阶项制约的问题。

本发明的目的还在于提供利用上述压缩装置的压缩方法。

本发明所采用的第一种技术方案是，一种啁啾纠缠光子对的压缩装置，包括连续激光器，连续激光器一侧的光路上依次设置有第一凸透镜、第一非线性晶体、第二凸透镜、第一滤光器、第一准直器、液晶空间光调制器、第二准直器、第三凸透镜、第二非线性晶体、第四凸透镜、第二滤光器、第五凸透镜、单光子探测器、光子计数器。

本发明的第一种技术方案的特点还在于：

第一非线性晶体采用具有啁啾准相位匹配结构的非线性晶体。

第二非线性晶体采用周期电极铌酸锂波导或周期电极磷酸氧钛钾晶体。

本发明所采用的第二种技术方案是，

一种啁啾纠缠光子对的压缩装置的压缩方法，具体步骤为：

连续激光器经第一凸透镜聚焦后泵浦第一非线性晶体，经自发参量下转换过程产生超宽带的啁啾纠缠光子对，其中一个为信号光，另一个为闲散光，产生的啁啾纠缠光子对光束经第二凸透镜发散后进入第一滤光器滤掉多余的高频泵浦光，之后经第一准直器使啁啾纠缠光子对光束平行入射进入液晶空间光调制器，根据菲涅尔二元相位整形的方法，利用液晶空间光调制器对产生的纠缠光谱中不同频率波带进行二元相位整形，使得展开的纠缠光束频谱范围包含在液晶空间光调制器中整形的区间范围内，整形后的纠缠光束经过第二准直器使其平行入射进入第三凸透镜聚焦纠缠光束，让聚焦的纠缠光束入射到第二非线性晶体中，通过和频产生过程作为符合计数来探测最终结果，之后输出光束经第四凸透镜发散后进入第二滤光器滤掉多余的低频光波，之后再经过第五凸透镜聚焦信号，将聚焦信号输入单光子探测器中进行信号探测，探测到的信号再经过光子计数器得到最终的结果，这一结果即表示由二阶关联函数表征的纠缠光子对间的关联时间的压缩结果。

本发明的第二种技术方案的特点还在于：

啁啾纠缠光子对相位匹配为II型、频率简并且共线，即信号光和闲散光的偏振方向互相垂直、中心频率相同，且泵浦光和信号光、闲散光传输方向相同。

压缩效果是利用菲涅尔二元相位整形的方法通过在频域制备菲涅尔波带透镜来实现，具体为：

根据菲涅尔半波带法，将纠缠光谱分成许多菲涅尔频率波带，使得相邻两波带间的相位差为π，波带边界Ω_n的位置可以用下式计算：

${\mathrm{\Ω}}_n=\sqrt{(2+2n)\mathrm{\π}/\mathrm{\β}},(n=0,1,2,3...)$

其中，β＝D²/8α,α为啁啾参数，D＝1/u_s-1/u_i为信号光和闲散光的逆群速度之差；

所分割的频率波带边界Ω_n由二次相位包络和π的整数倍相位值间的交叉点决定，将啁啾纠缠光谱分成很多的菲涅尔频率波带区间，{-Ω₀,Ω₀}，……{-Ω_n+1,-Ω_n}及{Ω_n,Ω_n+1}；设在频率区间{-Ω₀,Ω₀}产生的双光子时间振幅为 ${\mathrm{\ψ}}_0\left(\mathrm{\τ}\right)\∝{\∫}_{-{\mathrm{\Ω}}_0}^{{\mathrm{\Ω}}_0}{e}^{i2{\mathrm{\β\Ω}}^2}{e}^{i\mathrm{\Ω}\mathrm{\τ}}d\mathrm{\Ω},$ 类似有： ${\mathrm{\ψ}}_1\left(\mathrm{\τ}\right)\∝{\∫}_{{\mathrm{\Ω}}_0}^{{\mathrm{\Ω}}_1}{e}^{i2{\mathrm{\β\Ω}}^2}{e}^{i\mathrm{\Ω}\mathrm{\τ}}d\mathrm{\Ω},$ 则总的二阶关联函数G²(τ)表示为：G²(τ)∝|Σ_kψ_k(τ)|²，其中，k为整数；

利用液晶空间光调制器按照上述分成的菲涅尔频率波带区间对双光子谱进行相位整形，获得所有波带对应的二阶关联函数在中心频率处的相长干涉结果和非中心频率处的相消干涉结果，从而压缩关联时间，压缩后的二阶关联函数为：

G²(τ)∝|Σ_kψ_±2k-Σ_kψ_±(2k+1)|²,k＝0,1,2…。

二元相位为(0,π)。

本发明的有益效果是：本发明提供了一种啁啾纠缠光子对的压缩装置及上述压缩装置的压缩方法，其压缩效果和传统相位补偿方案相同。但却克服了传统相位补偿方案中压缩结果受限于色散介质长度及色散高阶项、纠缠光子信号经色散介质时会出现损耗等缺陷。此外，该发明中压缩纠缠光子对的部分只需采用单个二元相位整形器件即可完成，操作简单，易实验实现。同时该发明拓展了脉冲整形技术在量子纠缠光源操纵中的应用。

附图说明

图1是本发明一种啁啾纠缠光子对的压缩装置的结构示意图；

图2(a)是本发明中频率二次相位包络分布图；图2(b)是图2(a)对应的菲涅尔二元相位整形示意图；

图3是啁啾纠缠光子对关联时间压缩效果图。

图中，1.连续激光器，2.第一凸透镜，3.第一非线性晶体，4.第一滤光器，5.第一准直器，6.液晶空间光调制器，7.第二非线性晶体，8.单光子探测器，9.光子计数器，10.第二凸透镜，11.第二准直器，12.第三凸透镜，13.第四凸透镜，14.第二滤光器，15.第五凸透镜。

具体实施方式

下面结合附图和具体实施方式对本发明进行详细说明。

本发明一种啁啾纠缠光子对的压缩装置，结构如图1所示，包括连续激光器1，连续激光器1一侧的光路上依次设置有第一凸透镜2、第一非线性晶体3、第二凸透镜10、第一滤光器4、第一准直器5、液晶空间光调制器LC-SLM(liquidcrystal-spatiallightmodulator)6、第二准直器11、第三凸透镜12、第二非线性晶体7、第四凸透镜13、第二滤光器14、第五凸透镜15、单光子探测器8、光子计数器9。

其中，第一非线性晶体3采用啁啾准相位匹配非线性晶体，如周期电极磷酸氧钛钾晶体(C-PPKTP，chirpedperiodicallypoledpotassiumtitanylphosphate)或啁啾周期电极化学计量钽酸锂晶体(C-PPSLT，chirpedperiodicallypoledstoichiometriclithiumtantalate)等具有啁啾准相位匹配结构的非线性晶体。

第二非线性晶体7采用周期电极铌酸锂(PPLN，periodicallypoledlithiumniobate)波导或周期电极磷酸氧钛钾晶体(PPKTP，periodicallypoledpotassiumtitanylphosphate)。

本发明一种啁啾纠缠光子对的压缩装置的压缩方法，具体步骤为：

采用如图1所述的装置，连续激光器1经第一凸透镜2聚焦后泵浦第一非线性晶体3(啁啾周期电极磷酸氧钛钾晶体)，经自发参量下转换(SPDC，spontaneousparametricdown-conversion)过程产生超宽带的啁啾纠缠光子对，其中一个为信号光，另一个为闲散光。本发明涉及的啁啾纠缠光子对相位匹配为II型、频率简并且共线，即信号光和闲散光的偏振方向互相垂直、中心频率相同，且泵浦光和信号光、闲散光传输方向相同。产生的啁啾纠缠光子对光束经第二凸透镜10发散后进入第一滤光器4滤掉多余的高频泵浦光，之后经第一准直器5使啁啾纠缠光子对光束平行入射进入液晶空间光调制器(LC-SLM)6，根据如图2(b)中菲涅尔二元相位整形的方法，利用LC-SLM6对产生的纠缠光谱中不同频率波带(频率分量)进行二元相位(0,π)整形，使得展开的纠缠光束频谱范围包含在液晶空间光调制器6中整形的区间范围内，整形后的纠缠光束经过第二准直器11使其平行入射进入第三凸透镜12聚焦纠缠光束，让聚焦的纠缠光束入射到第二非线性晶体(周期电极铌酸锂波导)7中，通过和频产生过程(SFG，sum-frequencygeneration)作为符合计数来探测最终结果，之后输出光束经第四凸透镜13发散后进入第二滤光器14滤掉多余的低频光波，之后再经过第五凸透镜15聚焦信号，将聚焦信号输入单光子探测器8中进行信号探测，探测到的信号再经过光子计数器9得到最终的结果，这一结果即表示由二阶关联函数表征的纠缠光子对间关联时间的压缩结果。

本发明方法的物理学计算原理是：

利用啁啾准相位匹配非线性晶体，通过SPDC过程可以产生啁啾纠缠光子对。在相位匹配为II型、频率简并且共线的情况下，当所用啁啾参数较大以至于产生了超宽带的纠缠光谱，此时描述啁啾纠缠光子对的双光子光谱振幅可以近似表示为矩形函数：

$F\left(\mathrm{\Ω}\right)\∝e^{{\mathrm{iD}}^2{\mathrm{\Ω}}^2/4\mathrm{\α}}\Π(\mathrm{\Ω},-\frac{\mathrm{\α}L}{D},\frac{\mathrm{\α}L}{D})---\left(1\right)$

其中，Π为矩形函数，α为啁啾参数，L是非线性晶体的长度，D＝1/u_s-1/u_i为信号光和闲散光的逆群速度之差，Ω为相对于纠缠光子对中心频率的频率失谐量。其对应的光谱宽度为：ΔΩ＝2αL/D。纠缠光子对的关联时间由如下二阶关联函数G²(τ)决定：

$G^2\left(\mathrm{\τ}\right)=|\∫d\mathrm{\Ω}F\left(\mathrm{\Ω}\right)e^{i\mathrm{\Ω}\mathrm{\τ}}{|}^2\∝|{\∫}_{-\mathrm{\Δ}\mathrm{\Ω}/2}^{\mathrm{\Δ}\mathrm{\Ω}/2}{e}^{i\mathrm{\φ}\left(\mathrm{\Ω}\right)}{e}^{i\mathrm{\Ω}\mathrm{\τ}}d\mathrm{\Ω}{|}^2---\left(2\right)$

其中，φ(Ω)＝2βΩ²，β＝D²/8α，τ为延迟时间。在方程(2)中出现了频率二次相位因子(2βΩ²)。正是由于这一项的出现使得F(Ω)不满足傅里叶变换条件(不是变换受限的)，从而导致G²(τ)在时间上并不是很短，尽管其对应的频率谱很宽。为了压缩啁啾纠缠光子对使其变为变换受限的，我们通过找到一个频域的“凸透镜”来消除方程(2)中的二次相位因子。

这将通过在频域制备菲涅尔波带透镜来实现。根据菲涅尔半波带法，我们将纠缠光谱分成许多菲涅尔频率波带(分量)，使得相邻两波带间的相位差为π，如图2(a)。波带边界Ω_n的位置可以用下式计算：

${\mathrm{\Ω}}_n=\sqrt{(2+2n)\mathrm{\π}/\mathrm{\β}},(n=0,1,2,3...)---\left(3\right)$

图2(b)是对应的菲涅尔二元相位整形方案示意图，图2(a)是频率二次相位包络分布图。所分割的频率波带边界Ω_n由二次相位包络和π的整数倍相位值间的交叉点决定。我们将啁啾纠缠光谱分成很多的菲涅尔频率波带区间，{-Ω₀,Ω₀}，……{-Ω_n+1,-Ω_n}及{Ω_n,Ω_n+1}，这些区间是非线性的，第n个波带的宽度正比于如图2(b)所示。设在频率区间{-Ω₀,Ω₀}产生的双光子时间振幅为类似有： ${\mathrm{\ψ}}_1\left(\mathrm{\τ}\right)\∝{\∫}_{{\mathrm{\Ω}}_0}^{{\mathrm{\Ω}}_1}{e}^{i2{\mathrm{\β\Ω}}^2}{e}^{i\mathrm{\Ω}\mathrm{\τ}}d\mathrm{\Ω},{\mathrm{\ψ}}_{-1}\left(\mathrm{\τ}\right)\∝{\∫}_{-{\mathrm{\Ω}}_1}^{-{\mathrm{\Ω}}_0}{e}^{i2{\mathrm{\β\Ω}}^2}{e}^{i\mathrm{\Ω}\mathrm{\τ}}d\mathrm{\Ω},$ 则，总的二阶关联函数G²(τ)表示为：G²(τ)∝|Σ_kψ_k(τ)|²，其中，k为整数。

利用LC-SLM，按照图2(b)对双光子谱进行相位整形，获得所有波带对应的二阶关联函数在中心频率处的相长干涉结果和非中心频率处的相消干涉结果，从而压缩关联时间，压缩后的二阶关联函数为：

G²(τ)∝|Σ_kψ_±2k-Σ_kψ_±(2k+1)|²,k＝0,1,2…(4)

通过以上方法实际上是在频域制作出了一个菲涅尔波带透镜。因此，我们将根据菲涅尔半波带法在频域制作菲涅尔透镜的这种光谱相位整形方案称为菲涅尔二元相位整形。

实施例

我们选用一个晶体长度为8mm的C-PPKTP晶体，利用上述方法计算了G²(τ)结果。其他参数为：连续激光泵浦波长为λ_p＝458nm，D＝3ps/cm，α＝412cm^-2,n_max＝20。所选取的这些参数完全满足上述双光子光谱矩形近似和线性相位匹配的条件。图3(a)细线给出了含有二次相位因子时的G²(τ)结果。可以看到和纠缠光谱被拓宽一样，G²(τ)同样被拓宽，且也有一个宽度为2.4ps的近似矩形的形状。图3(a)粗线给出了利用菲涅尔二元相位整形后的压缩结果G²(τ)∝|Σ_kψ_±(2k-1)-Σ_kψ_±2k|²,k＝0,1,2…10，压缩后的关联时间宽度为25.1fs，仅仅约为原来的1/100，而压缩后的信号强度却是原来的30倍。为了方便比较，我们将图3(a)粗线结果放大为原来的5倍。图3(b)给出了归一化的傅里叶变换受限结果用来和压缩结果做对比。可以看到，关联时间被压缩到傅里叶变换受限的关联宽度。这说明，利用我们提出的菲涅尔二元相位整形方案，可以将啁啾纠缠光子对的关联时间压缩到傅里叶变换受限的情况。这样就可以在不影响纠缠光谱的情况下极大的增强啁啾纠缠光子对的关联时间，从而获得超宽带超短时间关联的纠缠光子源。

Claims (7)

1.一种啁啾纠缠光子对的压缩装置，其特征在于，包括连续激光器(1)，连续激光器(1)一侧的光路上依次设置有第一凸透镜(2)、第一非线性晶体(3)、第二凸透镜(10)、第一滤光器(4)、第一准直器(5)、液晶空间光调制器(6)、第二准直器(11)、第三凸透镜(12)、第二非线性晶体(7)、第四凸透镜(13)、第二滤光器(14)、第五凸透镜(15)、单光子探测器(8)、光子计数器(9)。

2.根据权利要求1所述的一种啁啾纠缠光子对的压缩装置，其特征在于，所述第一非线性晶体(3)采用具有啁啾准相位匹配结构的非线性晶体。

3.根据权利要求1所述的一种啁啾纠缠光子对的压缩装置，其特征在于，所述第二非线性晶体(7)采用周期电极铌酸锂波导或周期电极磷酸氧钛钾晶体。

4.一种啁啾纠缠光子对的压缩装置的压缩方法，其特征在于，采用的压缩装置的具体结构为：

包括连续激光器(1)，连续激光器(1)一侧的光路上依次设置有第一凸透镜(2)、第一非线性晶体(3)、第二凸透镜(10)、第一滤光器(4)、第一准直器(5)、液晶空间光调制器(6)、第二准直器(11)、第三凸透镜(12)、第二非线性晶体(7)、第四凸透镜(13)、第二滤光器(14)、第五凸透镜(15)、单光子探测器(8)、光子计数器(9)；

具体步骤为：

连续激光器(1)经第一凸透镜(2)聚焦后泵浦第一非线性晶体(3)，经自发参量下转换过程产生超宽带的啁啾纠缠光子对，其中一个为信号光，另一个为闲散光，产生的啁啾纠缠光子对光束经第二凸透镜(10)发散后进入第一滤光器(4)滤掉多余的高频泵浦光，之后经第一准直器(5)使啁啾纠缠光子对光束平行入射进入液晶空间光调制器(6)，根据菲涅尔二元相位整形的方法，利用液晶空间光调制器(6)对产生的纠缠光谱中不同频率波带进行二元相位整形，使得展开的纠缠光束频谱范围包含在液晶空间光调制器(6)中整形的区间范围内，整形后的纠缠光束经过第二准直器(11)使其平行入射进入第三凸透镜(12)聚焦纠缠光束，让聚焦的纠缠光束入射到第二非线性晶体(7)中，通过和频产生过程作为符合计数来探测最终结果，之后输出光束经第四凸透镜(13)发散后进入第二滤光器(14)滤掉多余的低频光波，之后再经过第五凸透镜(15)聚焦信号，将聚焦信号输入单光子探测器(8)中进行信号探测，探测到的信号再经过光子计数器(9)得到最终的结果，这一结果即表示由二阶关联函数表征的纠缠光子对间的关联时间的压缩结果。

5.根据权利要求4所述的一种啁啾纠缠光子对的压缩装置的压缩方法，其特征在于，所述啁啾纠缠光子对相位匹配为II型、频率简并且共线，即信号光和闲散光的偏振方向互相垂直、中心频率相同，且泵浦光和信号光、闲散光传输方向相同。

6.根据权利要求4所述的一种啁啾纠缠光子对的压缩装置的压缩方法，其特征在于，所述压缩效果是利用菲涅尔二元相位整形的方法通过在频域制备菲涅尔波带透镜来实现，具体为：

根据菲涅尔半波带法，将纠缠光谱分成许多菲涅尔频率波带，使得相邻两波带间的相位差为π，波带边界Ω_n的位置可以用下式计算：

${\mathrm{\Ω}}_n=\sqrt{(2+2n)\mathrm{\π}/\mathrm{\β}},(n=0,1,2,3...)$

其中，β＝D²/8α,α为啁啾参数，D＝1/u_s-1/u_i为信号光和闲散光的逆群速度之差；

所分割的频率波带边界Ω_n由二次相位包络和π的整数倍相位值间的交叉点决定，将啁啾纠缠光谱分成很多的菲涅尔频率波带区间，{-Ω₀,Ω₀}，……{-Ω_n+1,-Ω_n}及{Ω_n,Ω_n+1}；设在频率区间{-Ω₀,Ω₀}产生的双光子时间振幅为 ${\mathrm{\ψ}}_0\left(\mathrm{\τ}\right)\∝{\∫}_{-{\mathrm{\Ω}}_0}^{{\mathrm{\Ω}}_0}{e}^{i2{\mathrm{\β\Ω}}^2}{e}^{i\mathrm{\Ω}\mathrm{\τ}}d\mathrm{\Ω},$ 类似有： ${\mathrm{\ψ}}_1\left(\mathrm{\τ}\right)\∝{\∫}_{{\mathrm{\Ω}}_0}^{{\mathrm{\Ω}}_1}{e}^{i2{\mathrm{\β\Ω}}^2}{e}^{i\mathrm{\Ω}\mathrm{\τ}}d\mathrm{\Ω},$ 则总的二阶关联函数G²(τ)表示为： $G^2\left(\mathrm{\τ}\right)\∝|{\mathrm{\Σ}}_k{\mathrm{\ψ}}_k\left(\mathrm{\τ}\right){|}^2,$ 其中，k为整数；

利用液晶空间光调制器(6)按照上述分成的菲涅尔频率波带区间对双光子谱进行相位整形，获得所有波带对应的二阶关联函数在中心频率处的相长干涉结果和非中心频率处的相消干涉结果，从而压缩关联时间，压缩后的二阶关联函数为：

G²(τ)∝|Σ_kψ_±2k-Σ_kψ_±(2k+1)|²,k＝0,1,2…。

7.根据权利要求4所述的一种啁啾纠缠光子对的压缩装置的压缩方法，其特征在于，所述二元相位为(0,π)。