Beobachtungen des Verspäteten

Wissenschaftliche Berichte Band 13, Artikelnummer: 9758 (2023) Diesen Artikel zitieren

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Die Quantenüberlagerung ist der Eckpfeiler der Quantenmechanik, bei der Interferenzstreifen durch die Selbstinterferenz eines einzelnen Photons über nicht unterscheidbare Photoneneigenschaften entstehen. Wheelers Delayed-Choice-Experimente wurden in den letzten Jahrzehnten ausführlich für den Welle-Teilchen-Dualismus untersucht, um die Komplementaritätstheorie der Quantenmechanik zu verstehen. Das Herzstück des Quantenlöschers mit verzögerter Wahl ist das sich gegenseitig ausschließende Quantenmerkmal, das die Ursache-Wirkungs-Beziehung verletzt. Hier demonstrieren wir experimentell den Quantenlöscher mithilfe kohärenter Photonenpaare durch die verzögerte Wahl eines außerhalb des Interferometers platzierten Polarisators. Kohärenzlösungen des beobachteten Quantenlöschers werden aus einem typischen Mach-Zehnder-Interferometer abgeleitet, bei dem die Verletzung der Ursache-Wirkungs-Beziehung auf selektiven Messungen der Basiswahl beruht.

Die von Wheeler 19781 für die Komplementaritätstheorie2 vorgeschlagenen Delayed-Choice-Experimente wurden in den letzten Jahrzehnten intensiv untersucht3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13,14,15,16. Obwohl das ursprüngliche Konzept der Komplementaritätstheorie auf der ausschließlichen Natur zwischen nicht vertauschbaren Einheiten wie Position und Impuls beruht, wurden Experimente mit verzögerter Auswahl für die Messkontrolle der Welle-Teilchen-Dualität in einem interferometrischen System entwickelt3. Die Welle-Teilchen-Dualität eines einzelnen Photons zeigt eine Kompromissbeziehung zwischen der auf der Wellennatur basierenden Streifensichtbarkeit und der auf der Teilchennatur basierenden Richtungsinformation4. Die Delayed-Choice-Experimente wurden umfassend unter Verwendung von thermischem Licht5, verschränkten Photonen6,7,8, Atomen9,10,11, Neutronen3, abgeschwächten Lasern4,12,13 und antibündelnden Einzelphotonen14,15 demonstriert. Bei der verzögerten Wahl führt eine Nachkontrolle der Messungen zu einem paradoxen Phänomen der Verletzung der Ursache-Wirkungs-Beziehung16. Der Quantenlöscher basiert auf der nachträglichen Auswahl von Messungen, wobei eine der Naturen ausgewählt17 oder gelöscht18 wird. Kürzlich wurde der Quantenlöscher entwickelt, um eine gegebene Natur durch Nachmessungen unter Verwendung verschränkter Photonen19, kohärenter Photonen13,20, thermischen Lichts21 und antibündelter Photonen11,22 umzukehren.

In der vorliegenden Arbeit wurde der Quantenlöscher mit verzögerter Wahl experimentell unter Verwendung kohärenter Photonen über Polarisationsbasissteuerungen demonstriert, wobei die kohärenten Photonen von einem abgeschwächten Dauerstrichlaser (cw) erhalten werden. Wie einige Schemata mit verzögerter Auswahl13,14,18,19,21 dient das vorliegende der Nachkontrolle der vorgegebenen Photonennatur. Hier ist unser Mach-Zehnder-Interferometer (MZI), bestehend aus einem polarisierenden Strahlteiler (PBS) und einem Strahlteiler (BS), auf die Teilchennatur gemäß dem Fresnel-Arago-Gesetz23 oder nichtwechselwirkenden Quantenoperatoren24 eingestellt. Somit ist die Richtungsinformation eines einzelnen Photons innerhalb des MZI eine vorab festgelegte Tatsache, was zu keinen Interferenzstreifen in den Ausgangsanschlüssen des MZI führt. Ohne die MZI selbst zu steuern, ermitteln wir jedoch experimentell die Wellennatur des Photons, indem wir die Polarisationsbasis des Ausgangsphotons mithilfe eines Polarisators steuern13,14,19,21. Wenn die Nachmessungen einen Interferenzstreifen zeigen, stellt dies eine Verletzung der Ursache-Wirkungs-Beziehung dar, da die Wahl des Polarisators der räumlichen Trennung genügt. Hierzu haben wir Intensitätskorrelationen erster und zweiter Ordnung mithilfe einer Koinzidenzzähleinheit gemessen.

Abbildung 1 zeigt das Schema des vorliegenden Quantenlöschers mit verzögerter Wahl, der kohärente Photonen verwendet, die von einem abgeschwächten Dauerstrichlaser erzeugt werden (siehe Abschnitt „Methoden“). Für Abb. 1 wird eine Koinzidenzzähleinheit (CCU, DE2; Altera) für Intensitätskorrelationen erster und zweiter Ordnung zwischen zwei Detektoren D1 und D2 (SPCM-AQRH-15, Excelitas) verwendet. Für die Korrelation zweiter Ordnung werden von der CCU nur doppelt gebündelte Photonen gezählt, wobei das Erzeugungsverhältnis von doppelt gebündelten Photonen zu einzelnen Photonen bei der mittleren Photonenzahl \(\langle n\rangle \sim 0,01\) ~ 1 % beträgt. siehe Abschnitt A der ergänzenden Materialien). Für die Intensitätskorrelation erster Ordnung werden beide Eingangskanäle der CCU von D1 und D2 einzeln für einen Zeitraum von 0,1 s pro Datenpunkt gemessen (siehe Abb. 2). Die gebündelten Photonen höherer Ordnung werden von der Poisson-Statistik vernachlässigt (siehe Abschnitt A der Zusatzmaterialien). Um die Polarisationszufälligkeit eines einzelnen Photons zu gewährleisten, wird eine um 22,5^\circ\) gedrehte Halbwellenplatte (HWP) direkt vor dem MZI platziert. Durch die folgende PBS zeigt das einzelne Photon innerhalb des MZI unterscheidbare Photoneneigenschaften mit perfekter Richtungsinformation: \({|\psi \rangle }_{MZI}=\frac{1}{\sqrt{2}}\left ({|V\rangle }_{UP}+{|H\rangle }_{LP}\right)\). Somit zeigen die gemessenen Photonen außerhalb des MZI die vorgegebene Teilchennatur eines einzelnen Photons (nicht gezeigt), wie in Lit. 13, 14, 19.

Schema des Quantenlöschers. (Gepunkteter Kreis) Projektion auf einen Polarisator. L: Laser, HWP: Halbwellenplatte, PBS: polarisierender Strahlteiler, H (V): horizontale (vertikale) Polarisation, M: Spiegel, PZT: piezoelektrischer Wandler, BS: Strahlteiler, P: Polarisator, D1/ D2: Einzelphotonendetektor. CCU: Koinzidenzzähleinheit. Das Licht des Lasers L ist bezüglich der Einfallsebene vertikal polarisiert. Jeder farbige Punkt zeigt ein einzelnes Photon mit derselben Wahrscheinlichkeitsamplitude an.

Experimentelle Beobachtungen des Quantenlöschers mit verzögerter Wahl. (obere Felder) Rot: \(\uptheta =45^\circ\), Blau: \(\uptheta =-45^\circ\), Grün: \(\uptheta =0^\circ\), Schwarz: \ (\uptheta =90^\circ\). \(\Delta \mathrm{L}\ll {l}_{c}\), wobei \(\Delta \mathrm{L}\) die Weglängendifferenz zwischen UP und LP ist. \({l}_{c}\) ist die Kohärenzlänge des Lasers L. (unteres linkes Feld) Koinzidenzerkennung für die oberen Felder (farblich angepasst). (unten rechts) \(\Delta \mathrm{L}\gg {l}_{c}\) für obere Felder (\(\uptheta =\pm 45^\circ ;0^\circ ;90^\circ )\). Die Photonenzählung dauert 0,1 s. Die Gesamtdatenpunkte für jedes \(\uptheta\) in jedem Panel betragen 360. Der gemessene statistische Fehler in allen Daten beträgt weniger als 1 % (siehe ergänzende Materialien).

Aufgrund der vorgegebenen unterscheidbaren Photoneneigenschaften der Teilchennatur führt die MZI nicht zu einem \(\mathrm{\varphi }\)-abhängigen Interferenzstreifen für die Ausgangsphotonen (\({E}_{1};{E }_{2}\)). Wie gezeigt14,19 ist dies auf nichtinterferierende Quantenoperatoren24 oder einfach auf das Fresnel-Arago-Gesetz23 zurückzuführen. Aufgrund der klassischen Physik der Ursache-Wirkungs-Beziehung sollte sich die Wirkung von Polarisatoren (Ps) außerhalb des MZI für die Ausgangsphotonen (\({E}_{1};{E}_{2}\)) nicht ändern die vorgegebene Photonennatur innerhalb des MZI. Um die raumartige Trennung zu erfüllen, wird die Länge jedes Arms des MZI auf 2 m festgelegt, entsprechend \(>6\mathrm{ ns}\) in der verzögerten Wahl von P. Bezüglich der zeitlichen Auflösung (\(< 1\mathrm{ ns}\)) des Einzelphotonendetektors sowie der CCU (6 ns) ist die Bedingung der raumartigen Trennung erfüllt. Daher sollten alle verletzenden Messungen zum Quantenmysterium des Quantenlöschers mit verzögerter Wahl gehören.

Der Rotationswinkel \(\uptheta\) des Polarisators ist in Bezug auf die vertikale Achse \(\widehat{\mathrm{y}}\), wie im Einschub gezeigt. \({E}_{0}\) bezeichnet eine Amplitude eines einzelnen Photons. Die mittlere Photonenzahl wird auf \(\langle n\rangle \sim 0,01\) festgelegt, um inkohärente und unabhängige Bedingungen statistischer Messungen zu erfüllen, was dazu führt, dass der mittlere Photon-zu-Photon-Abstand (600 m) weitaus größer ist als die Kohärenzlänge ( 3 mm) des CW-Lasers (siehe Abschnitt A der Zusatzmaterialien). Auch doppelt gebündelte Photonenpaare sind für diese Bedingung erfüllt. Somit beziehen sich die Messungen in Abb. 1 auf ein statistisches Ensemble einzelner Photonen, die von Ps kontrolliert werden.

Für die MZI-Phasensteuerung \(\mathrm{\varphi }\) wird die Weglängendifferenz \((\Delta \mathrm{L})\) so angepasst, dass sie weitaus kleiner ist als die Kohärenzlänge \({l}_ {c}\) (3 mm). Diese MZI-Kohärenzbedingung lässt sich leicht auf die gleiche polarisationsbasierte MZI-Interferenz testen. Somit erfüllt das MZI in Abb. 1 ein allgemeines Schema von Einzelphotonen-Interferometern (nicht interferierend)25. Jedes Ausgabephoton (\({E}_{1}\) oder \({E}_{2}\)) des MZI kann durch einen Überlagerungszustand der orthonormalen Polarisationsbasen mit gleichen Wahrscheinlichkeitsamplituden dargestellt werden: \( {|\psi \rangle }_{out}=\frac{1}{\sqrt{2}}\left(|V\rangle {e}^{i\varphi }+|H\rangle \right)\) . Diese Polarisationsbasis-Zufälligkeit der MZI-Ausgangsphotonen hat ihren Ursprung in den zufälligen Polarisationsbasen, die durch das \(22,5^\circ\)-gedrehte HWP bereitgestellt werden. In Lit. 14 wird die Messsteuerung mit Ps in Abb. 1 durch ein System mit linearer Optik und kombiniertem elektrooptischem Modulator (EOM) ersetzt. Durch dieses EOM-Schaltmodul wird das gleiche MZI-Schema wie in Abb. 1 für die Nachsteuerung der Ausgangsphotonen erfüllt14. Für die gleichen Ergebnisse des Quantenlöschers wurden auch klassische Photonenfälle diskutiert20,21, wobei verschiedene Analysen separat vorgestellt wurden5,11,22.

Um den Quantenlöscher mit verzögerter Wahl in Abb. 1 kohärent zu interpretieren, wird das PBS-BS MZI mithilfe eines Kohärenzansatzes analysiert:

wobei \(\left[BS\right]=\frac{1}{\sqrt{2}}\left[\begin{array}{cc}1& i\\ i& 1\end{array}\right]\) und \(\left[\Phi \right]=\left[\begin{array}{cc}1& 0\\ 0& {e}^{i\varphi }\end{array}\right]\)26. \({E}_{0}\) ist die Amplitude eines einzelnen Photons. \(\widehat{V}\) (\(\widehat{H}\)) stellt einen Einheitsvektor der vertikalen (horizontalen) Polarisationskomponente des Eingangsphotons \({E}_{0}\) dar: \( |V\rangle =\widehat{V}{E}_{0}\) und \(|H\rangle =\widehat{H}{E}_{0}\). Die Eingaben von \({E}_{1}\) und \({E}_{2}\) durch das \(22,5^\circ\)-rotierte HWP und PBW werden in Abschn. D des Zusatzmaterials unter Verwendung der Mueller-Matrix: \({{\varvec{E}}}_{01}=i\widehat{V}\frac{{E}_{0}}{\sqrt{2}}\) ; \({{\varvec{E}}}_{02}=\widehat{H}\frac{{E}_{0}}{\sqrt{2}}\). Die Rolle des um \(22,5^\circ\) gedrehten HWP besteht darin, PBS eine gleiche Wahrscheinlichkeitsamplitude orthogonal polarisierter Photonen zu verleihen. Hier reduziert sich die 4 × 1-Matrix der Pfad-Polarisations-Tensorprodukte durch PBS auf eine 2 × 1-Matrix, was zu einer Korrelation zwischen vertikaler (horizontaler) Polarisation und oberem (unterem) Pfad führt. Der Kohärenzansatz von Gl. (1) bezieht sich auf die Wellennatur eines Photons und ist daher nicht von der Photonenzahl abhängig. Stattdessen sind Phaseninformationen von entscheidender Bedeutung13,20,21. Am wichtigsten ist, dass die Interferenz zwischen den \(\widehat{H}\)- und \(\widehat{V}\)-Polarisationen eines Photons auf der BS unabhängige Photoneneigenschaften in beiden Ausgangsanschlüssen zeigt (\({E}_{ 1}\); \({E}_{2}\)) aufgrund nichtwechselwirkender orthogonaler Polarisationsbasen23,24. Somit sind die berechneten mittleren Intensitäten von \({E}_{1}\) und \({E}_{2}\) in Gl. (1) sind \(\langle {I}_{1}\rangle =\langle {I}_{2}\rangle =\langle {I}_{0}\rangle /2\), unabhängig von \( \mathrm{\varphi }\), wobei \({I}_{0}={E}_{0}{E}_{0}^{*}\). Dies sind die Kohärenzlösungen des PBS-BS MZI für die Teilchennatur eines einzelnen Photons mit perfekter Richtungsinformation, die zu unterscheidbaren Photoneneigenschaften führt.

Durch Einfügen eines Polarisators (P) außerhalb des MZI kann Gl. (1) wird für die Polarisationsprojektion auf P kohärent umgeschrieben (siehe Einschub in Abb. 1):

wobei \(\theta\) der Rotationswinkel von P ist. Somit sind die Gleichungen. (2) und (3) stellen Polarisationsprojektionen des Ausgangsphotons auf die Polarisatoren dar: \(\widehat{V}\to \widehat{p}cos\theta\) und \(\widehat{H}\to \widehat{ p}sin\theta\). Hier gilt das positive \(\uptheta\) für die Richtung im Uhrzeigersinn von der vertikalen Achse der Photonenausbreitungsrichtung (z) (siehe Einschub in Abb. 1). Für die negative Drehung werden die Projektionen jedoch mit \(\widehat{V}\to \widehat{p}cos\theta\) und \(\widehat{H}\to -\widehat{p}sin\theta) bezeichnet \). Die Projektion auf den Polarisator P stellt die Wirkung der verzögerten Wahl für den Quantenlöscher dar.

Die berechneten mittleren Intensitäten der Gl. (2) und (3) lauten wie folgt:

Die Gleichungen (4) und (5) sind die analytischen Lösungen des Quantenlöschers in Abb. 1 (siehe auch Abb. 2). Hier gilt die MZI-Kohärenz für jedes einzelne Photon, was zur Selbstinterferenz im MZI25 führt. Aufgrund der geringen mittleren Photonenzahl besteht keine Kohärenz zwischen aufeinanderfolgenden Photonen, was die Bedingung eines statistischen Ensembles erfüllt. Für \(\mathrm{\uptheta }=0\) erscheinen die ursprünglichen unterscheidbaren Photoneneigenschaften ohne Interferenzstreifen, unabhängig von φ.

Für \(\uptheta =\pm \frac{\uppi }{4} \left(\pm 45^\circ \right)\), Gl. (4) und (5) werden für die Intensitätskorrelation erster Ordnung umgeschrieben:

Für Gl. (6) und (7) Die gleichen P-projizierten Photonenmessungen wurden in Lit. 14,15 für einzelne Photonen und einen Polarisator in Lit. 19 demonstriert, was dazu führte, dass der Quantenlöscher verschränkte Photonen verwendet. Obwohl die EOM-Blocksteuerung wie eine direkte Steuerung des MZI14 aussieht, entspricht sie der Kombination von PBS und P in Abb. 1 (siehe Abschnitt B der Zusatzmaterialien). In SPDC-Prozessen erfüllen verschränkte Photonen automatisch beide \(\pm\)-Zeichen in den Gleichungen. (6) und (7) durch räumliches Mischen der Signal- und Leerlaufphotonen27. Dies ist der grundlegende Unterschied zwischen kohärenten Photonen und verschränkten Photonenpaaren für den Quantenlöscher28. Die Summe der Polarisationsbasen in Gl. (6) und (7) entsprechen somit dem Fall verschränkter Photonenpaare, sofern es sich um die Intensitätskorrelation erster Ordnung handelt19. Bezüglich der Kausalitätsverletzung gelten also Gl. (6) und (7) bezeugen das Quantenmerkmal des Quantenlöschers mit verzögerter Wahl für Abb. 1. Die Gesamtintensität durch Ps ist bei 50 % Photonenverlust gleichmäßig, unabhängig vom Winkel der Polarisatoren. Diese selektive Messung durch P auf Kosten eines Ereignisverlusts von 50 % ist der Ursprung des Quantenlöschers, da anders argumentiert wird, dass es keine Wahl des Quantenlöschers gibt29.

Die Intensitätskorrelation zweiter Ordnung \({R}_{AB}\) mittels Koinzidenzerkennung zwischen D1 und D2 in Abb. 1 zeigt das Intensitätsprodukt zwischen den Gleichungen. (6) und (7):

wobei sich ein doppelt gebündeltes Photonenpaar auf \(2{I}_{0}\) bezieht. Im Vergleich zu Lit. 19, die auf verschränkten Photonen basiert, ist die doppelte Oszillation in Gl. (8) ist auf die phasenverschobenen Streifen in D1 und D2 zurückzuführen, was zu einer klassischen Natur führt. Im Gegensatz zur durch Zufallserkennung verursachten nichtlokalen Korrelation gilt Gl. (8) gilt nicht für das Quantenmerkmal einer gemeinsamen Phasenbeziehung28. Dies liegt daran, dass es keine solche gemeinsame Phasenwirkung von Polarisatoren gibt (an anderer Stelle diskutiert)30.

Die oberen Felder von Abb. 2 zeigen die experimentellen Beweise des Quantenlöschers mit verzögerter Wahl in Abb. 1 für kohärente Einzelphotonen, gemessen mit D1 bzw. D2, für zwei verschiedene \(\mathrm{\theta s}\). Wie aus den Gleichungen erwartet. (6) und (7) treten in beiden Messungen für \(\uptheta =\pm 45^\circ\) Streifen auf. Für \(\uptheta =0^\circ ;90^\circ\) erscheint jedoch kein Streifen, wie durch Gleichungen erwartet. (4) und (5) (siehe die überlappenden grünen und schwarzen Linien). Die beobachteten Streifen stellen die Wellennatur des Photons innerhalb des MZI in Abb. 1 dar. Der statistische Fehler (Standardabweichung) bei Einzelphotonenmessungen beträgt weniger als 1 % (siehe Abschnitt A der ergänzenden Materialien). Dies ist ein großer Vorteil der Verwendung kohärenter Photonen aus einem stabilisierten Laser im Vergleich zu verschränkten Photonen aus dem spontanen parametrischen Abwärtskonvertierungsprozess (SPDC) oder Anti-Bündel-Photonen aus NV-Farbzentren, deren jeweilige Photonenzahlen weniger als 10 %19 und 1 % betragen. 14 von Abb. 2. Da das PB-MZI nicht aktiv stabilisiert wird, sind die meisten Fehler auf die Luftturbulenzen zurückzuführen, die sich auf die MZI-Weglängen auswirken. Unter normalen Laborbedingungen stabilisiert sich der PB-MZI für einige Minuten, wobei die gesamte Datenerfassungszeit jedes Panels in Abb. 2 36 s beträgt (siehe Abschnitt C der ergänzenden Materialien).

Das untere linke Feld von Abb. 2 dient der Koinzidenzerkennung für die oberen Felder (farblich angepasst). Die Photonenzahlen für die Koinzidenzerkennung im unteren linken Feld betragen weniger als 1 % derjenigen im oberen linken Feld der einzelnen Photonen. Dies ist auf die Poisson-Statistik für \(\langle n\rangle \sim 0.01\) zurückzuführen. Wie in Gl. erwartet. (8) Für das Kohärenzprodukt ist die doppelte Streifenoszillationsperiode das direkte Ergebnis des Intensitätsprodukts zwischen ihnen, was die klassische Natur zeigt. Dieses Intensitätsprodukt im unteren linken Feld hat aufgrund unterschiedlicher Zwecke ohne unabhängige lokale Kontrollparameter nichts mit dem nichtlokalen Quantenmerkmal zu tun19,30.

Das untere rechte Feld von Abb. 2 ist für die Inkohärenzbedingung jedes Photons, indem die MZI-Weglängendifferenz (\(\mathrm{\Delta L}\)) weitaus größer als die Kohärenzlänge \({l}_{ c}\) des Lasers. Wie gezeigt, ist die Kohärenz des einzelnen Photons im MZI der Schlüssel zum Quantenlöscher. Dieser Sachverhalt wurde bisher nie ernsthaft diskutiert, obwohl er offensichtlich zu sein scheint16. Die beobachteten Streifen in Abb. 2 für die Intensitätskorrelation erster Ordnung zeigen denselben mysteriösen Quantenlöscher14, da die vorgegebene Teilchennatur des Photons innerhalb des MZI (siehe grüne Linie) durch die Nachmessungen der Ausgabe nicht kontrolliert oder geändert werden kann Photonen13,14,19. Aufgrund der Vorteile der Kohärenzoptik sind die beobachteten Sichtverhältnisse in den oberen Feldern von Abb. 2 nahezu perfekt.

Die Delayed-Choice-Experimente wurden für den Quantenlöscher mittels Nachkontrolle der Polarisationsbasis kohärenter Photonen in einem Koinzidenzerkennungsschema für die Intensitätskorrelation erster Ordnung durchgeführt. Entsprechende Kohärenzlösungen wurden in den gleichen Aufbauten auch für den Quantenlöscher abgeleitet. Wie bei herkömmlichen Quantenlöschern mit verzögerter Wahl, die orthogonale Polarisationsbasen verwenden, wurden vorgegebene Photoneneigenschaften der Teilchennatur über eine nachträglich ausgewählte Polarisationsbasisprojektion nachträglich in die Wellennatur umgewandelt, was zu einer Verletzung des Ursache-Wirkungs-Prinzips in der klassischen Physik führte, wo die Vorgegebene Richtungsinformationen der Photonen wurden durch die nachträgliche Wahl des Polarisators, der die räumliche Trennung erfüllte, vollständig gelöscht. Die Kosten für die Nachmessungen durch den Polarisator betragen 50 % Verlust an Messereignissen. Wie bei nichtlokalen Quantenmerkmalen üblich, war der beobachtete Quantenlöscher auch auf die selektiven Messungen der gemischten Polarisationsbasen zurückzuführen.

In Abb. 1 ist der Laser L der SDL-532-500 T (Shanghai Dream Laser), dessen Mittenwellenlänge und Kohärenzlänge 532 nm bzw. 3 mm betragen. Das Laserlicht ist vertikal polarisiert. Für die zufälligen, aber orthogonalen Polarisationen eines einzelnen Photons wird eine Halbwellenplatte (HWP) um 22,5 Grad von ihrer schnellen Achse gedreht. Für ein einzelnes Photon wird der Laser L durch Neutraldichtefilter abgeschwächt, wodurch die Poisson-Verteilung erfüllt wird (siehe ergänzende Materialien). Die Messungen für beide Ausgangsphotonen des MZI werden von der CCU (DE2; Altera) über einen Satz Einzelphotonendetektoren D1 und D2 (SPCM-AQRH-15, Excelitas) durchgeführt. Die Totzeit und die Dunkelzählrate der Einzelphotonendetektoren betragen 22 ns bzw. 50 Zählimpulse/s. Die Auflösungszeit des Einzelphotonendetektors beträgt ~ 350 ps, ​​dessen umgewandelte elektrische Impulsdauer ~ 6 ns beträgt. Für die Polarisationsprojektion durch Ps in Abb. 1 werden vier verschiedene Drehwinkel (− 45, 0, 45 oder 90 Grad) im Uhrzeigersinn in Bezug auf die vertikale Achse der Lichtausbreitungsrichtung eingestellt. Die Photonenzahlen für jeden Datenpunkt in Abb. 2 werden von der CCU 0,1 s lang gemessen und von einem hausgemachten Labview-Programm berechnet.

In Abb. 2 ist die mittlere Photonenzahl auf \(\langle n\rangle \sim 0.01\) festgelegt. Die maximale Anzahl gemessener Einzelphotonen in jedem MZI-Ausgangsport beträgt etwa eine halbe Million pro Sekunde, was zu einer mittleren Photon-zu-Photon-Entfernung von 600 m führt. Verglichen mit der Kohärenzlänge des Lasers von 3 mm wird deutlich, dass die gemessenen Einzelphotonen völlig unabhängig und inkohärent untereinander sind. Durch den polarisierenden Strahlteiler (PBS) werden senkrecht und horizontal polarisierte Komponenten eines einfallenden Photons in den oberen (UP) bzw. unteren Pfad (LP) getrennt. Beide gespaltenen Komponenten eines einzelnen Photons werden im BS rekombiniert, was zu PB (PBS-BS)-MZI führt. Somit verhalten sich die Photonen im PB-MZI in Abb. 1 wie die Teilchennatur, was zu keinen Interferenzstreifen in den Ausgangsanschlüssen führt. Mit anderen Worten: Die Photonen im MZI repräsentieren perfekte Richtungsinformationen oder unterscheidbare Eigenschaften.

Die Länge jedes Arms des PB-MZI ist auf 2 m festgelegt, und der Weglängenunterschied zwischen UP und LP wird auf deutlich weniger als 3 mm gehalten, um die Kohärenzbedingung jedes Photons zu erfüllen. Diese Kohärenzbedingung ist für Experimente mit Quantenlöschern mit verzögerter Auswahl wesentlich. Die \(\mathrm{\varphi }\)-Phasensteuerung des PB-MZI erfolgt durch eine piezoelektrische optische Halterung (PZT; KC1-PZ, Thorlabs), die über einen PZT-Controller (MDT693A, Thorlabs) und einen Funktionsgenerator verbunden ist (AFG3021, Tektronix). Für Abb. 2 werden die Daten im Scanmodus \(\mathrm{\varphi }\) gemessen, wobei die Phasenauflösung \(\frac{2\uppi }{180}\) Bogenmaß beträgt. Somit hat Abb. 2 180 Datenpunkte für einen 2 \(\uppi\)-Zyklus von \(\mathrm{\varphi }\) (siehe Tabelle S1 der Zusatzmaterialien). Die BS-Position für die Rekombination zweier geteilter Komponenten eines einzelnen Photons ist für eine vollständige Überlappung zwischen ihnen gut angepasst.

Alle während dieser Studie generierten oder analysierten Daten sind in diesem veröffentlichten Artikel enthalten.

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Diese Forschung wurde vom MSIT (Ministerium für Wissenschaft und IKT), Korea, im Rahmen des ITRC (Information Technology Research Center)-Förderprogramms (IITP-2023–2021-0–01810) unterstützt, das vom IITP (Institute for Information & Communications Technology) überwacht wird Planung & Auswertung). BSH erkennt außerdem an, dass diese Arbeit auch von GIST-GRI 2023 unterstützt wurde.

Zentrum für Photoneninformationsverarbeitung und Fakultät für Elektrotechnik und Informatik, Gwangju-Institut für Wissenschaft und Technologie, 123 Chumdangwagi-ro, Buk-gu, Gwangju, 61005, Südkorea

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SK konzipierte die Idee, führte Experimente durch und stellte die Daten zur Verfügung. BSH entwickelte die Idee, analysierte die Daten und verfasste das Manuskript.

Korrespondenz mit Byoung S. Ham.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Springer Nature bleibt neutral hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Kim, S., Ham, BS Beobachtungen des Quantenlöschers mit verzögerter Wahl unter Verwendung kohärenter Photonen. Sci Rep 13, 9758 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-36590-7

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Eingegangen: 08. März 2023

Angenommen: 06. Juni 2023

Veröffentlicht: 16. Juni 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-36590-7

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