Abstrak

Qubit fotonik harus dikawal pada cip dan tahan hingar apabila dihantar melalui rangkaian optik untuk aplikasi praktikal. Tambahan pula, sumber qubit harus boleh diprogramkan dan mempunyai kecerahan tinggi agar berguna untuk algoritma kuantum dan memberikan daya tahan terhadap kerugian. Walau bagaimanapun, skim pengekodan meluas hanya menggabungkan paling banyak dua sifat ini. Di sini, kami mengatasi halangan ini dengan menunjukkan cip nano-fotonik silikon boleh atur cara menjana foton terjerat tong frekuensi, skema pengekodan yang serasi dengan penghantaran jarak jauh melalui pautan optik. Keadaan kuantum yang dipancarkan boleh dimanipulasi menggunakan komponen telekomunikasi sedia ada, termasuk peranti aktif yang boleh disepadukan ke dalam fotonik silikon. Sebagai demonstrasi, kami menunjukkan cip kami boleh diprogramkan untuk menjana empat keadaan asas pengiraan, dan empat keadaan Bell yang terikat secara maksimum, bagi sistem dua qubit. Peranti kami menggabungkan semua sifat utama kebolehkonfigurasian keadaan pada cip dan penyepaduan padat sambil memastikan kecerahan, kesetiaan dan ketulenan yang tinggi.

 

 

Pengenalan

Foton berfungsi sebagai pembawa maklumat kuantum yang sangat baik. Mereka mempunyai masa koheren yang panjang pada suhu bilik dan merupakan pilihan yang tidak dapat dielakkan untuk menyiarkan maklumat kuantum pada jarak yang jauh, sama ada di ruang bebas atau melalui rangkaian gentian optik. Inisialisasi keadaan kuantum adalah tugas yang sangat penting untuk qubit fotonik, kerana melaraskan kekusutan selepas pelepasan adalah tidak penting. Strategi permulaan bergantung pada tahap kebebasan yang digunakan untuk mengekod maklumat kuantum, dan pilihan yang paling biasa untuk komunikasi kuantum melalui saluran optik ialah pengekodan tong masa.1. Di sini, tahap dua qubit terdiri daripada foton berada dalam salah satu tingkap dua masa, biasanya dipisahkan oleh beberapa nanosaat. Pengekodan tong masa sangat berdaya tahan terhadap turun naik fasa yang terhasil daripada hingar terma dalam gentian optik, dengan qubit mengekalkan koherennya walaupun melebihi ratusan kilometer2,3. Walau bagaimanapun, kawalan keadaan di mana foton terikat masa dijana adalah mencabar dan tidak praktikal dalam platform nano-fotonik yang baru muncul. Untuk manipulasi pada cip keadaan qubit, pengekodan dwi-rel, di mana dua keadaan qubit sepadan dengan foton yang merambat dalam salah satu daripada dua pandu gelombang optik, adalah strategi unggul4,5 dan dengan itu merupakan pilihan biasa untuk pengkomputeran kuantum dan simulasi kuantum dalam platform bersepadu. Namun pendekatan ini tidak mudah serasi dengan pautan penghantaran jarak jauh menggunakan sama ada gentian optik atau saluran ruang bebas.

 

Baru-baru ini, pengekodan tong frekuensi telah dicadangkan, dan ditunjukkan secara eksperimen, sebagai strategi menarik yang boleh menggabungkan ciri terbaik pengekodan tong masa dan dwi-rel6,7,8,9,10,11. Dalam pendekatan ini, maklumat kuantum dikodkan oleh foton berada dalam superposisi jalur frekuensi yang berbeza. Tong frekuensi boleh dimanipulasi menggunakan modulator fasa, dan tahan kepada hingar fasa dalam perambatan jarak jauh. Kajian perintis telah menyiasat penjanaan dan manipulasi foton terjerat frekuensi-bin dalam resonator bersepadu. Mereka telah mempertimbangkan tomografi keadaan kuantum pasangan foton terjerat12, pengekodan qudit13, dan keadaan terjerat berbilang foton14. Keputusan eksperimen semuanya boleh dicapai terima kasih kepada pembangunan resonator bersepadu Q tinggi baru-baru ini dalam platform silikon nitrida dan silikon oksinitrida.

 

Walaupun semua kemajuan ini, beberapa halangan mesti diatasi untuk mengeksploitasi kelebihan penuh integrasi fotonik. Dalam pengekodan tong frekuensi hari ini, penjanaan pasangan foton berlaku melalui pencampuran empat gelombang spontan dalam resonator gelang tunggal, dengan keadaan yang dikehendaki diperoleh di luar cip, menggunakan modulator elektro-optik dan/atau pembentuk nadi. Dan oleh kerana modulator komersial mempunyai lebar jalur yang terhad, rentang frekuensi yang memisahkan foton tidak boleh melebihi beberapa puluh gigahertz, yang menetapkan had kepada julat spektrum bebas maksimum resonator. Akhirnya, kerana kecekapan pencampuran empat gelombang spontan berskala kuadratik dengan julat spektrum bebas resonator15, terdapat juga pertukaran yang ketara antara kadar penjanaan dan bilangan tong frekuensi boleh diakses.

 

Dalam kerja ini, kami menunjukkan bahawa batasan ini boleh diatasi dengan menggunakan fleksibiliti manipulasi cahaya dalam platform nano-fotonik dan integrasi optik padat yang mungkin dalam fotonik silikon. Pendekatan kami adalah berdasarkan membina keadaan yang diingini melalui kawalan langsung pada cip terhadap gangguan amplitud bifoton yang dihasilkan dalam resonator gelang berbilang yang dipam secara koheren. Oleh itu keadaan boleh dibina "sekeping demi sekeping" dengan cara yang boleh diprogramkan, dengan memilih fasa relatif setiap sumber. Di samping itu, oleh kerana jarak tong frekuensi tidak lagi berkaitan dengan jejari gelang, seseorang boleh bekerja dengan resonator kehalusan yang sangat tinggi, mencapai kadar penjanaan megahertz. Kedua-dua penemuan ini, iaitu kadar pelepasan tinggi dalam kombinasi dengan nilai tinggi julat spektrum bebas, bersama-sama dengan kawalan keadaan keluaran menggunakan komponen pada cip, hanya boleh dilakukan dengan menggunakan berbilang cincin: mereka tidak akan dapat dilaksanakan sekiranya tong frekuensi dikodkan pada azimut. mod satu resonator.

 

Kami menunjukkan bahawa dengan peranti yang sama, seseorang boleh menjana semua superposisi |00|00⟩ and |11|11⟩ menyatakan atau, dalam konfigurasi lain dengan jarak tong frekuensi berbeza, semua superposisi bagi |01|01⟩ and |10|10⟩ negeri. Seseorang hanya perlu memacu penukar fasa pada cip dan menetapkan konfigurasi pam dengan sewajarnya. Ini bermakna bahawa keempat-empat keadaan asas pengiraan yang boleh dipisahkan sepenuhnya dan keempat-empat keadaan Bell terikat secara maksimum (∣∣Φ±=(|00±|11)/2–√|Φ±⟩=(|00⟩±|11⟩)/2 and ∣∣Ψ±=(|01±|10)/2–√|Ψ±⟩=(|01⟩±|10⟩)/2) boleh diakses. Kadar penjanaan tinggi kami membolehkan kami melakukan tomografi keadaan kuantum bagi semua negeri ini, mencapai kesetiaan sehingga 97.5% dengan ketulenan hampir 100%.

 

 

Hasil

Pencirian peranti dan prinsip operasi

Peranti diwakili secara skematik dalam Rajah. 1a. Struktur ini dikendalikan dengan mengeksploitasi mod asas elektrik melintang (TE) pandu gelombang silikon, dengan 600 × 220 nm2 keratan rentas, tertanam dalam silika. Dua resonator gelang silikon (Gelang A dan Gelang B) dalam konfigurasi laluan semua bertindak sebagai sumber pasangan foton. Jejari mereka adalah kira-kira 30 μm untuk memastikan kadar penjanaan yang tinggi, dan ia tidak sepadan supaya dua julat spektrum bebas adalah berbeza: FSRA = 377.2 GHz dan FSRB = 373.4 GHz, masing-masing. Kedua-dua gelang itu digandingkan secara kritikal kepada pandu gelombang bas dan garisan resonansnya boleh ditala secara bebas menggunakan pemanas perintang. Peranti ini juga mengandungi interferometer Mach-Zehnder (MZI) yang boleh dilaras, yang outputnya disambungkan kepada input dua penapis tambah-jatuh boleh tala yang membolehkan seseorang mengawal keamatan medan dan fasa relatif di mana Dering A dan Dering B dipam dalam eksperimen pencampuran empat gelombang spontan16.

Rajah 1: Reka letak peranti dan spektrum penghantaran.
angka 1

 

a Skema peranti, di mana Interferometer Mach Zehnder (MZI) digunakan untuk menghalakan kuasa pengepam optik ke dua gelang penjanaan (Ring A dan Gelang B) melalui dua penapis drop-tambah (F). Fasa relatif pam untuk dua cincin dikawal oleh pengalih fasa termo-elektrik. b-d Pencirian linear sampel melalui pandu gelombang bas, dengan peranti dikendalikan dalam konfigurasi Φ. Perincian spektrum penghantaran di sekeliling pemalas (panel bm = −5), pam (panel cm = 0), dan isyarat (panel dm = +5) jalur menunjukkan resonans kepunyaan kedua-dua resonator gelang, yang dikenal pasti oleh label A dan B, masing-masing. Dalam konfigurasi ini, Ring B dikaitkan dengan |0s, Saya |0⟩s, saya tong frekuensi untuk kedua-dua isyarat dan pemalas, manakala Dering A dikaitkan dengan |1s, Saya |1⟩s, saya resonans untuk kedua-dua isyarat dan pemalas. e-g Sama seperti panel b-d, masing-masing, tetapi dengan peranti ditetapkan dalam konfigurasi Ψ. Di sini, Cincin A sepadan dengan |0s|0⟩s resonans untuk isyarat dan |1i|1⟩i resonans untuk pemalas, Cincin B sepadan dengan |1s|1⟩s resonans untuk isyarat dan |0i|0⟩i resonans untuk pemalas.

 

Pengukuran penghantaran linear melalui pandu gelombang bas ditunjukkan dalam Rajah. 1b–g. Dalam konfigurasi pertama (Gamb. 1b–d), yang kemudiannya akan kita rujuk sebagai "Φ", dua resonans Cincin A dan Cincin B diselaraskan secara spektrum untuk digunakan kemudian untuk mengepam, oleh itu hanya satu penurunan penghantaran diperhatikan pada 194 THz (1545 nm) dalam Rajah . 1c. Memandangkan Cincin A dan Cincin B mempunyai julat spektrum bebas yang berbeza, resonans lain tidak sejajar, dan satu memerhatikan penurunan dua kali, dengan jarak Δ(m) = m(FSRA − FSRB), dengan m menjadi susunan azimut mengenai resonans pam. Dalam Rajah. 1b dan d, kami merancang penurunan dua kali penghantaran sepadan dengan m = − 5 dan m = +5, masing-masing dinamakan "pemalas" dan "isyarat". Untuk kedua-dua jalur isyarat dan pemalas, resonans Dering A dan Dering B dipisahkan oleh Δ = 19 GHz. Kemudian, kedua-dua frekuensi akan digunakan untuk mengekodkan dua keadaan qubit, dengan isyarat dan pasangan frekuensi pemalas mewakili dua qubit. Atas sebab ini, dalam Rajah. 1b dan d, kami namakan |0s, Saya |0⟩s, saya dua tong frekuensi lebih dekat dengan pam, dan |1s, Saya |1⟩s, saya kedua-dua tong lebih jauh dari pam, sejajar dengan kerja-kerja terdahulu mengenai kekusutan tong frekuensi6. Peranti kami juga boleh beroperasi dalam konfigurasi yang berbeza, yang akan kami rujuk sebagai "Ψ". Di sini Cincin A dan Cincin B ditala secara terma supaya resonans sepadan dengan keadaan |0i|0⟩i and |1s|1⟩s tergolong dalam Cincin B dan yang sepadan dengannya |0s|0⟩s and |1i|1⟩i tergolong dalam Cincin A (lihat Rajah. 1e–g). Seperti yang dapat dilihat dari semua panel dalam Rajah. 1b–g, resonans dua gelang penjanaan mempunyai faktor kualiti Q ≈ 150, 000 (Lebar penuh pada separuh maksimum Γ ≈ 1.3 GHz), yang menjamin tong frekuensi yang diasingkan dengan baik dan kadar penjanaan tinggi.

 

Prinsip asas pengendalian peranti adalah seperti berikut: (i) Gelang A dan Gelang B ditetapkan dalam konfigurasi yang betul (cth, Φ) dengan mengawal penala haba; (ii) Kuasa pam diagihkan secara koheren di antara dua gelang dengan fasa relatif dan amplitud yang diperlukan sama ada melalui MZI atau terus melalui pandu gelombang bas; (iii) Pasangan foton dikumpul dalam pandu gelombang bas, dengan keadaan yang dikehendaki terhasil daripada superposisi koheren bagi keadaan dua foton yang akan dijana oleh setiap gelang secara berasingan.

Percampuran empat gelombang spontan

Kecekapan penjanaan foton melalui pencampuran empat gelombang spontan (SFWM) dinilai untuk kedua-dua cincin dengan menetapkan peranti dalam konfigurasi Ψ, yang mudah untuk mengepam setiap cincin secara individu melalui pandu gelombang bas. Kedua-dua resonator telah dipam dengan laser boleh tala luaran, dan output cip dipisahkan dalam jalur isyarat (194.7–197.2 THz), pam (192.2–194.7 THz), dan pemalas (189.7–192.2 THz) menggunakan jalur kasar gred telekom pemultipleks pembahagian panjang gelombang (lihat Rajah Tambahan. 1). Isyarat dan foton pemalas yang dijana kemudiannya ditapis jalur sempit menggunakan jeriji Bragg gentian boleh tala dengan jalur henti 8 GHz dan disalurkan kepada sepasang pengesan foton tunggal superkonduktif. Kehilangan sisipan keseluruhan dari pandu gelombang bas ke pengesan adalah masing-masing 6 dan 7 dB untuk saluran isyarat dan pemalas. Keputusan eksperimen diringkaskan dalam Rajah. 2. Kedua-dua cincin mempamerkan kecekapan penjanaan yang sama η=R/P2wg�=�/�wg2, Dengan ηA = 57.6 ± 2.1 Hz/μW2 untuk Cincin A dan ηB = 62.4 ± 1.7 Hz/μW2 untuk Cincin B15. Kadar penjanaan pasangan dalaman R boleh melebihi 2 MHz untuk kedua-dua resonator gelang (Gamb. 2a). Nisbah kebetulan kepada kemalangan (CAR) yang tinggi melebihi 102 telah diperolehi untuk sebarang nilai kuasa input, syarat yang diperlukan untuk memastikan ketulenan yang tinggi bagi keadaan yang dijana (Gamb. 2b).

Rajah 2: Percampuran empat gelombang spontan.
angka 2

Penjanaan pasangan melalui pencampuran empat gelombang spontan menggunakan dua cincin peranti. Dua set resonans dialihkan supaya semua resonans dipisahkan (konfigurasi Ψ). Laser boleh tala ditala pada resonans dengan sama ada Cincin A atau Cincin B, dan isyarat dan foton pemalas yang berkaitan dikesan. Kadar kebetulan yang serupa (a) diperhatikan, membuktikan bahawa kedua-dua gelang mempunyai kecekapan penjanaan yang sama. Inset menunjukkan contoh histogram bagi kelewatan masa ketibaan foton. Panel b menunjukkan CAR yang dikira, yang mempamerkan pengurangan tipikal untuk nilai kuasa input yang lebih tinggi disebabkan oleh penjanaan keadaan foton tertib lebih tinggi.

 

Kami kini beralih kepada sifat spektrum pasangan foton yang dihasilkan dan demonstrasi keterjeratan. Kami menetapkan peranti kami untuk beroperasi dalam konfigurasi Φ, yang kemudiannya akan digunakan untuk menjana keadaan terikat secara maksimum

|Φ(θ)=|00+eiθ|112–√,|Φ(�)⟩=|00⟩+���|11⟩2,
(1)

di mana |00=|0s|0i|00⟩=|0⟩s|0⟩i|11=|1s|1i|11⟩=|1⟩s|1⟩i, dan fasa θ boleh dilaraskan dengan bertindak pada pengalih fasa termo-elektrik selepas interferometer (lihat Nota Tambahan 1)θ = 0 dan θ = π sesuai dengan keadaan Bell yang terkenal ∣∣Φ+|Φ+⟩ and ∣∣Φ-|Φ−⟩, masing-masing. Spektrum SFWM yang sepadan bagi isyarat dan jalur pemalas ditunjukkan dalam Rajah. 3a dan b (panel atas); peranti telah ditala secara elektrik untuk ditetapkan θ = 0, dengan kuasa pam, belah sama rata antara Gelang A dan B menggunakan MZI. Di sini kita fokus pada susunan azimut m = ±5, dengan tong frekuensi yang dijana boleh dibezakan dalam isyarat marginal dan spektrum pemalas.

Rajah 3: Kesan modulasi pada spektrum pencampuran empat gelombang spontan.
angka 3

Spektrum pencampuran empat gelombang spontan yang dinormalkan untuk pemalas dan b saluran isyarat selepas penyahmultipleksan kedua-duanya semasa ketiadaan (panel atas) dan kehadiran (panel bawah) modulasi. Pesanan sepasang tong m berkenaan resonans pam ditandakan, manakala pencampuran empat gelombang spontan yang dijana dalam gelang penapis tambah-jatuh ditandakan sebagai F. Perhatikan bahawa, walaupun kecekapan gandingan keluar berbeza untuk setiap resonans dan resolusi terhad spektrometer, ia masih mungkin untuk memerhatikan simetri yang dijangkakan dalam keamatan tong sampah yang dihasilkan, dan bagaimana jarak tong sampah meningkat dengan susunan azimut m. Panel bawah menunjukkan kesan modulasi pembawa tertekan jalur sisi dua pada isyarat dan spektrum pemalas, di mana hanya jalur sisi tertib pertama dipelihara. Spektrum yang ditunjukkan di sini dikaitkan dengan penjanaan keadaan yang diterangkan oleh Pers. (1), tempat yang kami pilih θ = π (Keadaan loceng ∣∣Φ-|Φ−⟩). Spektrum analog boleh dicapai untuk mana-mana konfigurasi peranti yang dibincangkan dalam kerja ini.

Gangguan dua foton

Untuk menunjukkan keterjeratan, isyarat demultipleks dan foton pemalas telah dialihkan (lihat Gambar Tambahan. 1) kepada dua modulator elektro-optik intensiti (EOM), didorong secara koheren pada FM = 9.5 GHz, yang sepadan dengan separuh pemisahan tong frekuensi bagi susunan azimut yang dipilih m = ±5. Modulator beroperasi pada titik penghantaran minimum (iaitu, pada voltan pincang Vπ) untuk mencapai modulasi amplitud pembawa tertekan jalur dua sisi. Amplitud isyarat RF modulasi dipilih untuk memaksimumkan kuasa yang dipindahkan daripada pembawa ke jalur sisi tertib pertama, dengan kecekapan modulasi sekitar -4.8 dB, sepadan dengan indeks modulasi β ≈ 1.7. Kerugian ini boleh dikurangkan dengan menyepadukan modulator pada cip. Tambahan pula, pendekatan kami membenarkan penggunaan jarak tong frekuensi yang berpotensi jauh lebih rendah daripada pemotongan frekuensi modulator. Ini akan membolehkan penggunaan teknik modulasi peralihan panjang gelombang yang kompleks17,18 untuk mengelakkan penjanaan jalur sisi berganda dan akibatnya 3 dB dalam kerugian tambahan.

 

Spektrum yang terhasil ditunjukkan dalam panel bawah Rajah. 3a dan b, di mana seseorang boleh mengenali tiga puncak. Sesungguhnya, memandangkan frekuensi termodulat yang dipilih, yang tengah terhasil daripada pertindihan tong asal yang ditukar ke bawah dan atas. Dari sudut optik kuantum, operasi ini mencapai gangguan kuantum tong frekuensi asal12 dengan cara yang serupa dengan apa yang boleh dilakukan dengan tong masa dalam interferometer Franson19,20. Di sini kebolehlihatan gangguan kuantum yang boleh dicapai bergantung pada superposisi yang betul bagi spektrum mod yang mengekodkan dua tong frekuensi untuk isyarat dan foton pemalas, masing-masing, seperti yang digariskan dalam Rajah. 4a.

Rajah 4: Pencampuran kekerapan dan gangguan dua foton.
angka 4

a Skema kesan modulasi pada tong frekuensi pemalas (merah) dan isyarat (biru) yang dihasilkan. Percampuran frekuensi menghasilkan peta setiap isyarat dan keadaan pemalas dalam superposisi tiga komponen frekuensi: yang paling luar mengingatkan amplitud kebarangkalian yang berkadar dengan |0s, Saya |0⟩s, i or |1s, Saya |1⟩s, saya, manakala tong "pusat" menghasilkan superposisi kedua-duanya. Setiap tong yang dialih frekuensi juga memperoleh fasa ± φs, saya disebabkan oleh modulasi. Superposisi tong yang dihasilkan dikawal oleh kekerapan modulasi, dan pertindihan idealnya dimaksimumkan apabila FM = Δ/2 apabila kebolehbezaan sempurna tong sampah yang dihasilkan dicapai. b Korelasi dua foton G(2)1,2�1,2(2) daripada tong bercampur frekuensi sebagai fungsi detuning FM − Δ/2. Titik eksperimen (titik hitam) diperoleh dengan mengira kebetulan antara tong bercampur frekuensi pada frekuensi modulasi yang berbeza-beza, sambil mengekalkan fasa modulasi, dan menormalkan. Bar ralat (kelabu muda) dianggarkan dengan mengandaikan statistik Poissonian. Lengkung biru mewakili kesesuaian terbaik lengkung mengikut Pers. (2), menunjukkan persetujuan yang baik (c) dengan ramalan teori.

 

Untuk pengiraan kebetulan, isyarat termodulat dan foton pemalas telah ditapis menggunakan gentian jalur sempit Bragg grating untuk memilih hanya garis tengah pada output modulator yang sepadan dan disalurkan ke pengesan foton tunggal. Keputusan eksperimen ini ditunjukkan dalam Rajah. 4b dan c sebagai fungsi frekuensi modulasi. Ayunan pantas korelasi adalah disebabkan oleh fasa berbeza yang diperolehi oleh foton semasa penyebarannya dari peranti ke EOM. Jika resonans berkongsi sama Q faktor dan kecekapan gandingan, kadar kebetulan adalah berkadar dengan fungsi korelasi silang (lihat Nota Tambahan 3):

G(2)s,i(fm)=1+Γ2(fm-Δ/2)2+Γ2cos(4π(fm-Δ/2)δT+2φs-2φi-θ),�s,i(2)(�m)=1+Γ2(�m−Δ/2)2+Γ2cos⁡(4�(�m−Δ/2)��+2φs−2φi−�),
(2)

 

di mana δT = ti - ts ialah perbezaan antara masa ketibaan pemalas dan isyarat di EOM, dan φs(i) ialah fasa pemanduan modulator isyarat (pemalas). Rajah 4b menunjukkan persetujuan yang baik antara keputusan eksperimen dan lengkung yang diterangkan oleh Pers. (2) untuk φs - φi = θ/ 2 dan δT = 8.5 ns, yang sepadan dengan perbezaan laluan ~2 m antara pemalas dan isyarat EOM dalam persediaan kami. Keterlihatan lengkung yang diperoleh daripada padanan kuasa dua terkecil model ialah V = 98.7 ± 1.2%. Korelasi dua foton mencapai nilai maksimumnya G(2)s, Saya (FM)2�s, i(2)(�m)≈2 apabila FM = Δ/2, seperti yang ditunjukkan dalam kerja-kerja lain mengenai kekusutan tong frekuensi12. Terima kasih kepada kecerahan sumber yang tinggi, kiraan kebetulan pada pengesan kekal jauh melebihi paras hingar walaupun dengan kerugian tambahan daripada modulator, dengan tahap CAR > 50 dan kadar kebetulan dikesan > 2 kHz, sekali gus membayangkan corak gangguan dengan tinggi keterlihatan.

Dengan keputusan ini di tangan, kami menetapkan FM = Δ/2 dan pelbagai φs untuk melakukan eksperimen seperti Loceng. Keluk gangguan kuantum yang sepadan dilaporkan dalam Nota Tambahan 2.

 

 

Tomografi keadaan kuantum

Akhir sekali, kami menunjukkan bahawa peranti kami boleh dikendalikan untuk menjana, terus pada cip, pasangan foton frekuensi-bin dengan keadaan keluaran yang boleh dikawal. Untuk setiap konfigurasi yang diterokai, kami melakukan tomografi keadaan kuantum21. Mula-mula, kami menyimpan peranti dalam konfigurasi Φ, di mana Cincin A dan Cincin B menjana pasangan foton dalam keadaan |0s, Saya |0⟩s, i and |1s, Saya |1⟩s, saya, masing-masing. Oleh itu, dua keadaan asas pengiraan |00=|0s|0i|00⟩=|0⟩s|0⟩i and |11=|1s|1i|11⟩=|1⟩s|1⟩i boleh dijana dengan mengepam secara terpilih hanya resonator yang sesuai, seperti yang ditunjukkan dalam Rajah. 5a dan b. Negeri telah dicirikan melalui tomografi keadaan kuantum12,21,22, seperti yang diperincikan dalam bahagian Kaedah. Dalam kedua-dua kes, negeri diterbitkan semula dengan tepat, dengan kesetiaan dan ketulenan melebihi 90%.

Rajah 5: Tomografi keadaan kuantum dalam {|00,|11}{|00⟩,|11⟩} asas (konfigurasi Φ).
angka 5

Lajur dari kiri ke kanan merujuk masing-masing kepada keadaan: |00|00⟩|11|11⟩∣∣Φ+|Φ+⟩, dan ∣∣Φ-|Φ−⟩a-d Skim pengepaman peranti untuk setiap keadaan yang dijana. Laluan yang diliputi oleh laser pam diserlahkan dengan warna merah. Gelang penjanaan A dan B ditangani secara selektif dengan bertindak pada MZI boleh tala, manakala fasa relatif pam dipelbagaikan melalui pengalih fasa terma. e-h Nyata dan g-l bahagian khayalan matriks ketumpatan yang dibina semula untuk setiap keadaan yang dijana, dianggarkan melalui kaedah kemungkinan maksimum. FP, dan EF menunjukkan, masing-masing, kesetiaan, kemurnian, dan keterikatan pembentukan setiap keadaan yang dibina semula.

 

Dalam eksperimen kedua, MZI telah dikendalikan untuk membelah kuasa pam supaya kebarangkalian menghasilkan pasangan foton dalam Cincin A dan Cincin B adalah sama. Jika kuasa pam cukup rendah sehingga kebarangkalian untuk memancarkan pasangan dua foton boleh diabaikan, maka tong frekuensi yang dijana berada dalam keadaan |Φ(θ)|Φ(�)⟩ diterangkan oleh Pers. (1), di mana faktor fasa θ dikawal oleh pengalih fasa selepas MZI. Dengan menetapkan θ = 0 atau π, kami dapat menjana dua keadaan Bell ∣∣Φ+|Φ+⟩ and ∣∣Φ-|Φ−⟩, masing-masing (lihat Rajah. 5c dan d). Bahagian sebenar dan khayalan matriks ketumpatan ditunjukkan dalam Rajah. 5g, h, k, dan l. Seperti yang dijangkakan, kami menemui sebutan luar pepenjuru bukan sifar dalam bahagian sebenar matriks ketumpatan, yang menunjukkan keterjeratan. Dalam kes ini juga peranti ini mampu mengeluarkan keadaan yang dikehendaki dengan ketulenan dan kesetiaan melebihi 90%. Jalinan pembentukan, angka merit untuk mengukur jalinan pasangan yang dihasilkan23, telah diekstrak daripada matriks ketumpatan yang diukur, menghasilkan nilai > 80% untuk dua keadaan Bell, berbeza dengan nilai < 20% untuk dua keadaan boleh dipisahkan |00|00⟩ and |11|11⟩.

 

Peranti kami juga boleh beroperasi dalam konfigurasi Ψ, dengan resonans cincin diatur seperti ditunjukkan dalam Rajah. 1e–g. Dalam kes ini, seseorang boleh menjana juga dua keadaan asas pengiraan yang tinggal |01|01⟩|10|10⟩ dan dua negeri Bell yang tinggal ∣∣Ψ+|Ψ+⟩ and ∣∣Ψ-|Ψ−⟩. Ambil perhatian bahawa dalam konfigurasi ini, resonans pam untuk dua resonator gelang tidak sejajar (Gamb. 1f).

 

Apabila menjana dua keadaan yang boleh dipisahkan, sama ada Dering A (untuk menjana |01|01⟩) atau Dering B (untuk menjana |10|10⟩) telah dipam melalui pandu gelombang bas dengan hanya menala pam kepada resonans yang sepadan (lihat Rajah. 6a dan b). Untuk menjana dua keadaan Bell, spektrum nadi pam (yang ditala untuk berada di tengah-tengah dua resonans) dibentuk menggunakan EOM luaran yang dikendalikan pada frekuensi yang sepadan dengan separuh perbezaan antara dua resonans pam (FM,p = Δp/2 = 19 GHz) (lihat Rajah. 6c dan d dan bahagian Kaedah). Nisbah pengepaman dan fasa antara dua cincin telah diselaraskan dengan menyesuaikan modulasi untuk mendapatkan amplitud kebarangkalian yang sama untuk menghasilkan pasangan foton tunggal untuk keadaan. |01|01⟩ and |10|10⟩ masing-masing, sambil mengekalkan kebarangkalian penjanaan pasangan berganda diabaikan. Fasa relatif superposisi boleh dikawal dengan melaraskan fasa pemanduan EOM untuk memilih sama ada ∣∣Ψ+|Ψ+⟩ or ∣∣Ψ-|Ψ−⟩.

Rajah 6: Tomografi keadaan kuantum dalam {|01,|10}{|01⟩,|10⟩} asas (konfigurasi Ψ).
angka 6

Lajur dari kiri ke kanan merujuk masing-masing kepada keadaan: |01|01⟩|10|10⟩∣∣Ψ+|Ψ+⟩, dan ∣∣Ψ-|Ψ−⟩a-d Skim pengepaman peranti. Pandu gelombang bas digunakan sebagai input untuk pam, manakala resonans gelang penjanaan ditangani oleh pembentukan spektrum (modulasi) pam, dilakukan sebelum digandingkan dengan cip. Fasa penjanaan relatif antara gelang A dan B ditala dengan melaraskan fasa pemacu modulator input. e-l Matriks ketumpatan yang dibina semula untuk setiap keadaan yang dijana (lihat kapsyen Rajah. 5 untuk maklumat lanjut).

 

Empat keadaan yang dijana telah dicirikan melalui tomografi keadaan kuantum seperti dalam kes sebelumnya. Walau bagaimanapun, kami menekankan bahawa di sini dua nilai jarak tong yang berbeza untuk isyarat (Δs = 19 GHz) dan pemalas (Δi = 3Δs = 57 GHz) qubit telah digunakan. Walaupun ini tidak menjadi masalah untuk penjanaan keterikatan, kerana ruang Hilbert bagi dua qubit dibina daripada hasil darab tensor ruang Hilbert dua qubit dengan nilai yang berbeza untuk Δs dan Δi, ia menawarkan kami peluang untuk menunjukkan, buat kali pertama, tomografi tong frekuensi untuk jarak yang tidak sekata. Ini dilakukan dengan mengendalikan isyarat dan EOM pemalas (lihat Gambar Tambahan. 1) pada frekuensi yang berbeza sama dengan separuh jarak frekuensi bagi resonans yang sepadan.

 

Keputusan eksperimen ditunjukkan dalam Rajah. 6e–l. Keempat-empat negeri telah disediakan dengan kesetiaan hampir atau melebihi 90%, dan ketulenan antara 85 dan 100%. Jalinan pembentukan adalah di bawah 5% untuk keadaan yang boleh dipisahkan |01|01⟩ and |10|10⟩, manakala melebihi 80% untuk keadaan Bell ∣∣Ψ+|Ψ+⟩ and ∣∣Ψ-|Ψ−⟩, seperti yang diharapkan. Matriks ketumpatan yang dibina semula menunjukkan peningkatan hingar mengenai yang dilaporkan dalam Rajah. 5 kerana kecekapan modulasi modulator pemalas kami telah dikurangkan dengan ketara pada frekuensi yang begitu tinggi, mengakibatkan kerugian tambahan dan menurunkan kadar kiraan pada pengesan (lihat bahagian Kaedah).

 

 

Kebolehskalaan kepada keadaan dimensi lebih tinggi

Pendekatan kami boleh digeneralisasikan kepada frekuensi-bin qudits dengan menskalakan bilangan gelang teruja yang koheren. Kami memberikan bukti demonstrasi prinsip keupayaan ini dengan menggunakan pengehosan peranti yang berbeza d = 4 cincin dan penapis tambah-jatuh. Empat sumber, berlabel A, B, C, dan D, mempunyai jejari Rj = R0 + jδR (dengan j = 0, …, d − 1), di mana R0 = 30 μm dan δR = 0.1 μm, yang membawa kepada jarak tong ~ 9 GHz pada 7 FSR dari pam. Tindak balas spektrum peranti pada output pandu gelombang bas, ditunjukkan dalam Rajah. 7a, menunjukkan empat tong sampah sama (berlabel 0, 1, 2, 3) yang dikaitkan dengan isyarat dan dengan foton pemalas, dan resonans bertindih gelang pada frekuensi pam. Seperti dalam kes qubit, kami menggunakan pokok MZI untuk membelah pam kepada empat laluan, masing-masing menyuap penapis gelang add-drop berbeza yang digunakan untuk mengawal keamatan medan pada sumber pasangan foton. Kami menumpukan pada keupayaan untuk menjana empat keadaan asas pengiraan dan keadaan Bell dua dimensi yang dibentuk oleh pasangan tong frekuensi bersebelahan. Mula-mula, penapis add-drop ditala pada resonans satu demi satu. Ini memilih keadaan asas pengiraan yang dijana. Kami mencirikan negeri tersebut dengan melaksanakan a Z-pengukuran korelasi asas, iaitu, dengan menayangkan isyarat dan foton pemalas pada Z-asas {|ls|mi},l(m)=0,1,2,3{|�⟩s|�⟩i},�(�)=0,1,2,3, untuk mengukur keseragaman dan crosstalk antara empat tong frekuensi. Daripada matriks korelasi, ditunjukkan dalam Rajah. 7b-e, adalah mungkin untuk mengukur nisbah kiraan kebetulan semua dalam asas berkorelasi frekuensi |ls|li|�⟩s|�⟩i dengan asas yang tidak berkorelasi ∑lhanyalah , dan ia adalah kira-kira dua urutan magnitud. Kita boleh mengimbangi amplitud yang sedikit berbeza bagi keadaan asas yang berbeza dengan bertindak pada pokok MZI pada input. Kedua, penapis add-drop yang dikaitkan dengan pasangan-bin-frekuensi bersebelahan 0–1, 1–2, dan 2–3 ditala pada resonans satu demi satu, dengan itu menghasilkan keadaan Bell ∣∣Φ+0,1|Φ+⟩0,1∣∣Φ+1,2|Φ+⟩1,2 and ∣∣Φ+2,3|Φ+⟩2,3, menjadi ∣∣Φ+l,m=(|ll+|mm)/2–√|Φ+⟩�,�=(|��⟩+|��⟩)/2. Keterlihatan gangguan kuantum dinilai dengan mencampurkan tong frekuensi yang sepadan dengan modulator elektro-optik. Tidak seperti dalam eksperimen qubit, di sini kita memilih frekuensi modulasi yang sepadan dengan pemisahan spektrum antara tong sampah. Kami menggunakan modulator fasa yang dikonfigurasikan untuk mencipta jalur sisi tertib pertama amplitud sama dengan jalur asas dan merekodkan kebetulan dalam tong isyarat/pemalas 0, 1, 2, dan 3. Keluk loceng yang terhasil, ditunjukkan dalam Rajah. 7f, mempunyai keterlihatan V0,1 = 0.831 (5), V1,2 = 0.884(6), dan V2,3 = 0.81(1), menunjukkan kehadiran jalinan antara pasangan bin dalam semua kes. Perlu diingat bahawa, seperti dalam kes dua dimensi, fasa relatif antara tiga lengkung Bell dalam Rajah. 7f boleh dilaraskan menggunakan pengalih fasa pada cip untuk merealisasikan keadaan Bell dimensi tinggi yang terikat secara maksimum.

Rajah 7: Keadaan dimensi lebih tinggi (qdits).
angka 7

a Spektrum penghantaran yang dinormalkan bagi peranti yang digunakan untuk penjanaan keadaan dimensi lebih tinggi. Susun atur peranti adalah serupa dengan yang ditunjukkan dalam Rajah. 1a, tetapi cincin empat generasi (berlabel A, B, C, D) terlibat. Panel dari kiri ke kanan menunjukkan masing-masing pemalas, pam, dan resonans isyarat yang dikaitkan dengan empat gelang koresponden yang terlibat. b-e Matriks korelasi menunjukkan kiraan kebetulan untuk setiap pasangan resonator semasa mengepam gelang A, B, C, D. f Pengukuran gangguan kuantum jenis loceng dilakukan pada keadaan yang dijana ∣∣Φ+0,1|Φ+⟩0,1 (titik oren), ∣∣Φ+1,2|Φ+⟩1,2 (titik hijau), dan ∣∣Φ+2,3|Φ+⟩2,3 (titik biru).

Perbincangan

Kami menunjukkan bahawa pelbagai jenis keadaan boleh dipisahkan dan terikat secara maksimum, termasuk sebarang superposisi linear bagi {|00,|11}{|00⟩,|11⟩} or {|01,|10}{|01⟩,|10⟩}, boleh dijana menggunakan pengekodan tong frekuensi dalam satu peranti nano-fotonik yang boleh diprogramkan, direka dengan teknologi fotonik silikon sedia ada yang serasi dengan larian wafer berbilang projek. Ini menjamin bahawa peranti ini boleh tersedia untuk kegunaan meluas dalam aplikasi, daripada komunikasi kuantum kepada pengkomputeran kuantum.

 

Pendekatan kami membentuk paradigma inovatif untuk penyepaduan peranti tong frekuensi yang melampaui pengecilan strategi pukal. Sesungguhnya, tidak seperti pelaksanaan sebelumnya, keadaan semuanya dijana di dalam peranti, tanpa bergantung pada manipulasi luar cip bagi satu keadaan awal. Kebolehkawalan keadaan yang dijana ditunjukkan sebagai mudah diakses pada cip, melalui kawalan elektrik penggerak termo-optik dalam satu konfigurasi (Φ), dan dengan menyesuaikan sifat spektrum pam dalam yang lain (Ψ). Dalam versi peranti yang akan datang, penggunaan lebih daripada dua cincin untuk definisi keadaan akan membolehkan kedua-dua konfigurasi mempunyai jarak frekuensi yang sama untuk qubit. Akibatnya, peranti ini akan mampu menjana keempat-empat keadaan Bell dengan ciri fizikal yang sama, seperti yang ditunjukkan baru-baru ini menggunakan kristal litium niobate tiang luaran secara berkala.24; ia juga akan digunakan untuk meneroka lebih banyak ruang Hilbert daripada dua qubit.

 

Memandangkan dalam pendekatan kami, jarak tong frekuensi hanya dihadkan oleh lebar garis resonator, keperluan untuk modulator elektro-optik sangat santai mengenai pelaksanaan sebelumnya. Sesungguhnya, seperti yang ditunjukkan dalam kerja ini, pemisahan tong frekuensi serasi dengan modulator bersepadu silikon sedia ada.25. Oleh itu, seseorang boleh meramalkan evolusi masa depan peranti kami yang akan melibatkan modulator bersepadu pada cip. Ini akan meningkatkan lagi kesesuaiannya untuk aplikasi praktikal, seperti pengedaran kunci kuantum dan komunikasi kuantum secara umum. Di samping itu, keupayaan untuk memilih jarak tong Δ secara bebas untuk kedua-dua qubit, seperti yang ditunjukkan dalam Rajah. 1b–g, menunjukkan fleksibiliti tambahan dalam memilih asas untuk pengekodan tong frekuensi yang boleh dieksploitasi untuk kejuruteraan sumber.

 

Pendekatan yang ditunjukkan di sini adalah berskala, kerana seseorang boleh mereka bentuk dan melaksanakan peranti dengan lebih daripada dua gelang penjanaan dengan mengambil kesempatan daripada penyepaduan padat silikon, membuka kemungkinan menggunakan qudits frekuensi dan bukannya qubit mudah. Seperti yang ditunjukkan dalam beberapa cadangan teori, kebolehan sedemikian akan menjadi sangat penting untuk pelbagai aplikasi dalam komunikasi kuantum, penderiaan dan algoritma pengkomputeran.26. Di samping itu, pendekatan kami boleh diperluaskan untuk memanfaatkan kemajuan terkini dalam penukaran frekuensi semua optik27,28 untuk mengembangkan lebar jalur manipulasi tong frekuensi, dengan itu membolehkan seseorang meningkatkan dimensi ruang Hilbert yang boleh diakses dengan sangat banyak.

 

Akhirnya, pendekatan kami membolehkan kami mengatasi pertukaran antara jarak tong frekuensi dan kadar penjanaan yang mencirikan kerja sebelumnya. Ini penting dalam mencapai penilaian menyeluruh tentang sifat keadaan yang dijana, yang boleh dilakukan hanya menggunakan komponen gentian gred telekom—dengan pengecualian tunggal pengesanan foton tunggal—dengan kehilangan keseluruhan rendah (<4 dB) yang dipastikan oleh teknologi semua gentian. Ketepatan dan ketepatan yang telah dicapai dalam pengukuran kami adalah terkini untuk pengekodan tong frekuensi, walaupun mengambil kira keputusan yang diperoleh dengan sumber pukal. jauh melebihi mana-mana yang dilaporkan setakat ini mengenai pengekodan tong frekuensi. Semua keputusan ini akan mengantar penggunaan qubit bin frekuensi sebagai pilihan praktikal untuk qubit fotonik, yang mampu menggabungkan manipulasi mudah dan keteguhan untuk penghantaran jarak jauh.

Kaedah

Fabrikasi sampel

Peranti ini telah direka di CEA-Leti (Grenoble), pada substrat Silicon-on-Insulator (SOI) 200 mm dengan lapisan peranti atas tebal 220 nm silikon kristal pada 2 μm tebal SiO2 oksida terkubur. Proses mencorak peranti dan litar fotonik silikon menggabungkan litografi ultraungu (DUV) dalam dengan resolusi 120 nm, goresan plasma berganding induktif (direalisasikan dengan kerjasama LTM—Laboratoire des Technologies de la Microélectronique) dan O2 plasma menahan pelucutan. Penyepuhlindapan hidrogen telah dilakukan untuk mengurangkan kekasaran dinding sisi pandu gelombang akibat etsa dengan kuat29. Selepas plasma berketumpatan tinggi, enkapsulasi oksida suhu rendah (HDP-LTO)—menghasilkan SiO tebal 1125 nm2 lapisan—110 nm titanium nitride (TiN) telah didepositkan dan dicorakkan untuk mencipta pengalih fasa terma, manakala lapisan aluminium-kuprum (AlCu) digunakan untuk definisi pad elektrik. Akhir sekali, goresan dalam yang menggabungkan dua langkah berbeza—C4F8/O2Plasma /CO/Ar yang mengalir melalui keseluruhan ketebalan kedua-dua pelapisan atas silika dan oksida terkubur, diikuti dengan langkah etsa ion reaktif dalam (DRIE) Bosch untuk mengeluarkan 150 μm daripada substrat Si setebal 725 μm—telah dilaksanakan untuk memisahkan sub- dadu, dengan itu memastikan aspek sisi gred optik berkualiti tinggi untuk gandingan tepi cip-ke-fiber.

 

Spektroskopi linear

Alat eksperimen secara skematik diwakili dalam Rajah Tambahan. 1. Pencirian linear sampel yang ditunjukkan dalam Rajah. 1 telah direalisasikan dengan mengimbas panjang gelombang laser boleh tala (Santec TSL-710), dengan polarisasinya dikawal oleh pengawal polarisasi gentian (PC). Cahaya digandingkan dengan sampel pada input pandu gelombang bas dan dikumpulkan pada output menggunakan sepasang gentian kanta (diameter medan mod nominal: 3 μm), dengan kehilangan sisipan lebih rendah daripada 3 dB/faset. Isyarat keluaran telah dikesan oleh fotodiod InGaAs yang diperkuatkan dan direkodkan dalam masa nyata oleh osiloskop. Konfigurasi resonans telah dilaraskan dengan menangani setiap pengalih fasa resonator cincin dengan probe elektrik yang didorong oleh bekalan kuasa berbilang saluran.

 

Pencirian bukan linear

Kecekapan SFWM untuk setiap resonator dinilai melalui eksperimen penskalaan kuasa (Rajah XNUMX). 2). Fluks foton pemalas dan isyarat yang dihasilkan diukur dengan mengubah kuasa pam yang digandingkan pada setiap mikroring sambil mengekalkan resonans di tempatnya dengan bertindak pada pengalih fasa termo-elektrik. Spektrum sumber laser boleh tala telah ditapis oleh penapis laluan jalur (BP) untuk mengurangkan bilangan foton palsu pada isyarat dan frekuensi pemalas yang datang daripada bahagian pelancaran persediaan, terutamanya dikaitkan dengan pelepasan spontan diperkuatkan diod laser dan pendarfluor Raman daripada gentian. Isyarat yang dikumpul dan foton pemalas mula-mula diasingkan menggunakan pemultipleks pembahagian panjang gelombang kasar (CWDM), dengan pemisahan saluran nominal 2.5 THz (20 nm) dan diukur crosstalk antara saluran < -80 dB. Tong frekuensi yang diminati kemudiannya ditapis jalur sempit (lebar jalur 3 dB: 8 GHz) oleh sepasang jeriji Bragg gentian boleh tala (FBG): selain memilih tong frekuensi dengan ketepatan yang tinggi, prosedur ini juga menghalang sebarang foton jalur lebar palsu yang jatuh di luar lebar jalur penapis laluan jalur input dan tidak dihapuskan oleh CWDM. Isyarat dan foton pemalas yang terhasil telah dialihkan, menggunakan pengedar, ke arah dua pengesan foton tunggal superkonduktif (SSPD), di mana pengiraan foton tunggal berkorelasi masa (TCSPC) dilakukan dengan ketepatan kira-kira 35 ps, terutamanya ditentukan oleh jitter pengesan. . Tetingkap kebetulan daripada τc = 380 ps telah dipilih dengan memilih purata lebar penuh pada separuh maksimum (FWHM) puncak histogram. Kiraan tidak sengaja dianggarkan dari tahap latar belakang; ambil perhatian bahawa nilai ini tidak ditolak daripada bilangan kebetulan yang dikira, tetapi digunakan hanya untuk menganggar nisbah kebetulan-ke-tidak sengaja, mengikut formula:

CAR=totalcountsincoinc.window-accidentalcountsincoinc.windowaccidentalcountsincoincidencewindow.CAR=totalcountsincoinc.window−accidentalcountsincoinc.windowaccidentalcountsincoincidencewindow.
(3)

Tomografi keadaan kuantum

Interferometri dua foton dan tomografi keadaan kuantum yang dijana dilakukan dengan memasukkan sepasang EOM intensiti (iXblue MX-LN) pada isyarat dan output demultiplexer pemalas, dipacu secara koheren oleh penjana RF berbilang saluran (AnaPico APMS20G). Jalur sisi yang diminati telah dipilih dengan menala panjang gelombang jalur henti pusat FBG. Topografi setiap keadaan kuantum melibatkan 16 ukuran individu, setiap satu dilakukan dalam masa pemerolehan 15 s. Untuk setiap pengukuran, setiap FBG telah ditala kepada salah satu daripada tiga frekuensi jalur sisi yang diperoleh daripada modulasi tong isyarat (pemalas), dan fasa relatif EOM telah dilaraskan dengan sewajarnya. Anggaran matriks ketumpatan dilakukan melalui teknik kemungkinan maksimum21,22. Untuk generasi negeri di {|01,|10}{|01⟩,|10⟩} asas (konfigurasi Ψ), kami menambah fasa EOM pada input persediaan, dipacu secara koheren oleh sumber RF yang sama yang digunakan untuk tomografi, dan kami memasukkan cip pada pandu gelombang bas. Gelang dua generasi kemudiannya dipam oleh jalur sisi tertib pertama, manakala fasa relatifnya ditetapkan oleh fasa modulasi.

 

Pengukuran qudits

Bagi Z-pengukuran korelasi asas, jumlah set projektor berbeza (untuk setiap foton) digunakan untuk setiap keadaan asas. Projektor |ls|mi|�⟩s|�⟩i dilaksanakan dengan menetapkan isyarat(idler) FBG untuk mencerminkan hanya frekuensi-bin l(m). Bagi kombinasi yang membawa kiraan yang boleh diabaikan (bersamaan dengan tong yang tidak berkorelasi frekuensi), frekuensi pusat kedua-dua FBG tidak boleh ditentukan dengan hanya memaksimumkan kadar kebetulan atau fluks single dalam setiap tong. Untuk mengelakkan ini, kami menggabungkan pancaran laser sekunder dalam arah penyebaran balas berkenaan dengan pam dan merekodkan cahaya pantulan belakang daripada sampel. Spektrum yang terakhir dipantau selepas dihantar oleh FBG, dan pada masa yang sama mendedahkan lokasi spektrum jalur henti FBG dan empat frekuensi resonans gelang. Dengan cara ini, jalur henti boleh bertindih dengan tong frekuensi yang dikehendaki dengan ketepatan tinggi.

Translate »