一种无后选择的偏振纠缠光子对源的制作方法

本发明涉及量子密钥分发、量子中继器、量子密码等量子通信技术领域，特别是涉及一种无后选择的偏振纠缠光子对源。

背景技术：

将量子纠缠态在不同地点之间进行分布的技术是量子保密系统以及更为复杂的量子网络的基础，这其中尤为引人关注的是可以兼容当前的光纤通信信道的量子纠缠通信网络。在量子纠缠通信网络中，纠缠态在各方之间的分布是依托于纠缠光子来进行的，而这种光子常选择为波长在1.55微米的通信波段。因此，可兼容光纤通信波段、紧凑的以及可靠的纠缠光子对源对于提升量子纠缠通信技术的实用价值有着十分重要的作用。

在各种可产生纠缠光子对源的方法中，基于非线性光学晶体的自发参量下转换机制以其较高的光子对产生效率以及简便的结构而受到更为广泛的采用，特别是高效率、高亮度的纠缠光子对可通过集成光学技术得到。将处于非线性作用下的各阶光波束缚于光学波导中，与相应的块状光学非线性晶体相比，其转换效率可实现几个数量级的提升。

铌酸锂晶体有着成熟的波导制作工艺以及易于实现准相位匹配的周期极化工艺，是用于产生基于自发参量下转换机制的偏振纠缠光子对源最为常用的材料之一。基于钛扩散光学波导的周期极化铌酸锂晶体可实现处于相同偏振态的光子对的产生(一类自发参量下转换机制)和处于正交偏振态的光子对的产生(二类自发参量下转换机制)。

现有基于周期极化铌酸锂光学波导的偏振纠缠光子对源的技术方案可参考以下文献资料：

1.t.suhara，laser&photon.rev.3，370-393(2009).

2.s.tanzilli，h.deriedmatten，w.tittel，h.zbinden，p.baldi，m.demicheli，d.b.ostrowsky，andn.gisin，electron.lett.37，26-28(2001).

3.m.fiorentino，s.m.spillane，r.g.beausoleil，t.d.roberts，p.battle，andm.w.munro，opt.express15，7479-7488(2007).

4.a.b.u’ren，ch.silberhorn，k.banaszek，andi.a.walmsley，phys.rev.lett.93093601(2004).

5.g.fujii，n.namekata，m.motoya，s.kurimura，ands.inoue，opt.express15，12769-12776(2007).

6.a.martin，a.issautier，h.herrmann，w.sohler，d.b.ostrowsky，o.alibart，ands.tanzilli，newj.phys.12，103005(2010).

7.t.suhara，h.okabe，andm.fujimura，ieeephoton.technol.lett.19，1093-1096(2007).

8.s.tanzilli，a.martin，f.kaiser，m.p.demicheli，o.alibart，andd.b.ostrowsky，laser&photonicsreviews6，115-143(2011).

9.f.kaiser，a.issautier，l.a.ngah，o.dnil，h.herrmann，w.sohler，a.martin，ands.tanzilli，newj.phys.14，085015(2012).

图1所示为基于二类自发参量下转换机制的偏振纠缠光子对产生原理示意图。铌酸锂晶片1中的直条光学波导3-1和周期极化结构2，即周期极化光学波导，可用于产生偏振纠缠光子对4，其中标号h表示te偏振态的光子，标号v表示tm偏振态的光子。分束器5的分束比例为50∶50，可实现对光子的反射或透射并对应地抵达单光子探测器7-1或7-2。

产生于周期极化光学波导中的正交偏振光子对4的波函数可表示为|ψ>＝|h>|v>，其中|h>表示te偏振态的光子的波函数，|v>表示tm偏振态的光子的波函数。当光子对4抵达分束比例为50∶50的分束器5时，经分束作用后，抵达单光子探测器7-1和7-2的光子对的波函数可表示为|ψ>＝1/2(|h>1|v>2+|v>1|h>2+|hv>1|0>2+|0>1|hv>2)，式中|h>1(|v>1)表示te(tm)偏振态的光子抵达了单光子探测器7-1，|h>2(|v>2)表示te(tm)偏振态的光子抵达了单光子探测器7-2，式中的|0>1或|0>2表示无光子抵达单光子探测器。

由此可见，现有偏振纠缠光子对的产生机制存在着如下问题：分束比例为50∶50的分束器5的使用，使得只有一半数量的、处于正交偏振态的光子对，即|h>1|v>2和|v>1|h>2可以从分束器的两个输出端分别输出并分别抵达单光子探测器7-1和7-2，因而可以产生有效的偏振纠缠态而另一半数量的光子对|hv>1|0>2和|0>1|hv>2则会同时从分束器的两个输出端的任一端输出并同时抵达单光子探测器7-1或单光子探测器7-2，因而未对偏振纠缠态的产生提供任何的贡献。

因此，现有技术采用的偏振纠缠光子对产生方案，不得不在探测信号处理时增加“后选择”的过程，以将有效的偏振纠缠光子对从所有可能的光子对分布中选择出来，得到波函数为的偏振纠缠光子对。“后选择”过程的采用，降低了偏振纠缠光子对的产生效率，增加了符合技术信号处理的技术难度，减小量子纠缠保密系统的噪声和误差，因而限制了这种偏振纠缠光子对源在量子通信领域中的工程应用。

技术实现要素：

针对现有技术存在的问题，本发明提出了一种无后选择的偏振纠缠光子对源，包括：铌酸锂晶片1、直条光学波导3-1、锥形光学波导3-2、周期极化结构i、周期极化结构ii、波分复用器6。

所述铌酸锂晶片1为光学级铌酸锂体材料晶片，晶体切向为z切y传或z切x传，晶片厚度为0.1mm至1mm。

所述直条光学波导3-1为钛扩散光学波导，制作于铌酸锂晶片1中，波导长度在10mm至60mm，用于制作直条光学波导3-1的钛条宽度在5至7μm。

所述锥形光学波导3-2为钛扩散光学波导，制作于铌酸锂晶片1中，所述锥形光学波导3-2的长度在10mm至20mm，用于制作锥形光学波导3-2的钛条宽度从1μm线性地变化至直条光学波导3-1的钛条宽度。

所述周期极化结构i和周期极化结构ii制作于直条光学波导3-1上，用于产生处于正交偏振态的光子对11、12、21、22。

所述周期极化结构i的极化周期λ1与周期极化结构ii的极化周期λ2相差为0.5μm至1μm。

所述周期极化结构i产生的光子对包括：

●光子11(te偏振态、波长为λ1)；

●光子12(tm偏振态、波长为λ2)。

所述周期极化结构ii产生的光子对包括：

●光子21(te偏振态、波长为λ2)，

●光子22(tm偏振态、波长为λ1)。

所述波分复用器6具有波长为λ1和波长为λ2两个输出端口，用于将波长为λ1和波长为λ2的光子分开。

在波分复用器6的输出端口λ1得到的光子对包括：

●产生于周期极化结构i的光子11(te偏振态、波长为λ1)；

●产生于周期极化结构ii的光子22(tm偏振态、波长为λ1)。

在波分复用器6的输出端口λ2得到的光子对包括：

●产生于周期极化结构i的光子12(tm偏振态、波长为λ2)；

●产生于周期极化结构ii的光子21(te偏振态、波长为λ2)。

由此可见，当波分复用器6的输出端口λ1和输出端口λ2分别与单光子探测器7-1和单光子探测器7-2连接并进行符合计数测量时，连接波分复用器6的输出端口λ1的单光子探测器7-1将无法分辨出所计数的光子是光子11还是光子22。同样的，连接波分复用器6的输出端口λ2的单光子探测器7-2将无法分辨出所计数的光子是光子12还是光子21。因此，当光子对11和22、12和21同时抵达单光子探测器7-1和7-2时，即已处于偏振纠缠态无需采用现有技术中的后选择过程即可实现偏振纠缠态的产生。

与现有技术相比，本发明的有益技术效果是：本发明所提出的偏振纠缠光子对源，无需采用现有技术中所需的后选择过程即可实现偏振纠缠态的产生，可以有效地提高偏振纠缠光子对的产生效率，降低符合计数信号处理的难度，减小量子纠缠保密系统的噪声和误差，提升偏振纠缠光子对源在量子密钥分发、量子中继器、量子密码等量子通信技术领域中的工程应用价值。

附图说明

图1所示为现有技术中的基于二类自发参量下转换机制的偏振纠缠光子对源的结构示意图；

图2所示为本发明的偏振纠缠光子对源的结构示意图；

图3所示为本发明的光子对产生的原理示意图；

图4所示为本发明的偏振纠缠态产生的原理示意图；

图5所示为实施例给出的光子对波长随极化周期的变化。

图中，各个标记所对应的名称分别为：1.铌酸锂晶片；2.周期极化结构；3-1.直条光学波导；3-2.锥形光学波导；4.垂直偏振光子对；5.分束器；i.周期极化结构；ii.周期极化结构；6.波分复用器；7-1.单光子探测器；7-2.单光子探测器；11.光子11；12.光子12；21.光子21；22.光子22。

具体实施方式

为了便于本领域普通技术人员理解和实施本发明，下面结合附图及实施例对本发明作进一步的详细描述，应当理解，此处所描述的实施例仅用于说明和解释本发明，并不用于限定本发明。

3-1、锥形光学波导3-2、周期极化结构i、周期极化结构ii、波分复用器6、单光子探测器7-1、单光子探测器7-2。

铌酸锂晶片1为光学级铌酸锂体材料晶片，晶片厚度为0.1mm至1mm。为了便于实现周期极化结构的制备，铌酸锂晶片1的晶体切向采用z切y传或z切x传。

直条光学波导3-1为钛扩散光学波导，制作于铌酸锂晶片1中，波导长度在10mm至60mm，用于制作直条光学波导3-1的钛条宽度在5至7μm。

锥形光学波导3-2为钛扩散光学波导，制作于铌酸锂晶片1中，锥形光学波导3-2的长度在10mm至20mm，用于制作锥形光学波导3-2的钛条宽度从1μm线性地变化至直条光学波导3-1的钛条宽度。锥形光学波导3-2起到了模式转换的作用，以实现泵浦光源的光子的模式与自发参量下转换机制产生的光子对的模式之间的良好匹配。

基于自发参量下转换机制的光子对产生于周期极化的直条光学波导3-1中。本发明采用二类自发参量下转换机制，即一个处于te偏振态的泵浦光光子可产生一个光子对，其中一个为te偏振态的光子，另外一个为tm偏振态的光子。高效的自发参量下转换机制要求泵浦光光子、te偏振态光子以及tm偏振态光子之间不仅要满足能量守恒条件也要满足动量的守恒，即准相位匹配条件βp＝βte+βtm+2π/λ。在准相位匹配条件中，λ表示周期极化光学波导的极化周期。对于不同的极化周期λ，当满足能量守恒条件以及准相位匹配条件，则可以得到处于不同波长、不同偏振态的光子。

在本发明中，周期极化的直条光学波导3-1包含两个极化周期，λ1和λ2，分别对应周期极化结构i和周期极化结构ii，并且极化周期λ1和极化周期λ2相差0.5μm至1.0μm。

周期极化结构i产生的光子对包括：

●光子11(te偏振态、波长为λ1)；

●光子12(tm偏振态、波长为λ2)。

周期极化结构ii产生的光子对包括：

●光子21(te偏振态、波长为λ2)，

●光子22(tm偏振态、波长为λ1)。

因此，波长为λ1的光子包括光子11和光子22，波长为λ2的光子包括光子12和光子21。

图5所示为不同的极化周期所对应的光子对波长的原理图，其中斜率为正的曲线表示处于te偏振态的光子的波长随极化周期λ的变化趋势，斜率为负的曲线表示处于tm偏振态的光子的波长随极化周期λ的变化趋势。以图5所示原理图为例，当极化周期λ1为9.28μm时，光子11波长为1546nm，光子12为1575nm。当极化周期λ2为9.36μm时，光子21波长为1575nm，光子22为1546nm。在这两组光子对中，光子11和光子21处于te偏振态，光子12和光子22处于tm偏振态。

上述结果整理如表1所示：

所产生的光子对，即光子11和光子12、光子21和光子22，通过光纤耦合方式进入波分复用器6的输入端口。波分复用器包含λ1和λ2两个波长通道，每个通道的波长通过范围为±6.5nm，因此所产生的两组光子对将分别通过的λ1通道和λ2通道。

在波分复用器6的输出端口λ1，所得到的光子为：

●光子11(te偏振态、产生于周期极化结构i)

●光子22(tm偏振态、产生于周期极化结构ii)

在波分复用器6的输出端口λ2，所得到的光子为：

●光子12(tm偏振态、产生于周期极化结构i)

●光子21(te偏振态、产生于周期极化结构ii)

当波分复用器的输出端口λ1、输出端口λ2分别与单光子探测器7-1、单光子探测器7-2连接并进行符合计数测量时，连接波分复用器6的输出端口λ1的单光子探测器7-1将无法分辨出所计数的光子是光子11还是光子22，同样的，连接波分复用器6的输出端口λ2的单光子探测器7-2将无法分辨出所计数的光子是光子12还是光子21。

由此可见，本发明所述的纠缠光子对源结构，无需采用现有技术中的后选择过程即可实现偏振纠缠态的产生，即抵达单光子探测器7-1和7-2时，光子对11、22、12、21即已处于偏振纠缠态其中：

●|h(λ1，λ1)>代表光子11(te偏振态、波长为λ1、产生于周期极化结构i)

●|v(λ1，λ2)>代表光子22(tm偏振态、波长为λ1、产生于周期极化结构ii)

●|v(λ2，λ1)>代表光子12(tm偏振态、波长为λ2、产生于周期极化结构i)

●|h(λ2，λ2)>代表光子22(te偏振态、波长为λ2、产生于周期极化结构ii)

以上所述仅是本发明的优选实施方式，应当指出的是，对于本技术领域的普通技术人员来说，在不脱离本发明原理的前提下，还可以做出若干改进和润饰，这些改进和润饰也应视为本发明的保护范围。