Физика квантовой информации - Бауместер Д.
ISBN 5-94057-017-8
Скачать (прямая ссылка):
11 ^,-Ь I сг>'| “n-r' tcxn
-300 -150 0 150 300
Эксперименты по квантовой телепортации кубитов 95
мы использовали только одну подобную конфигурацию, максимальная скорость счета для Сн~ составляет лишь около четверти от максимума величины СНУ или CHV,(Рис. 3.8 и 3.9).
Поскольку теперь мы можем различить три разных состояния, то можно считать, что имеются условия для передачи сообщений, передаваемых методом квантовой плотной кодировки. На Рис. 3.11 показаны различные скорости счета совпадений (нормированные к соответствующей максимальной скорости передаваемого состояния) при передаче ASCII кодов «КМ°“ (т.е. кодов 75, 77, 179) с помощью лишь 15 тритов вместо 24 классических битов. Из этих измерений можно получить отношение сигнал-шум, сравнивая уровни полезного сигнала с суммой двух других регистрируемых сигналов. Эти отношения при передаче трех состояний отличались из-за различия в видности соответствующих интерференционных компонент и составляли
S!N^= 14.8, S/N^_= 13.0 иШ]ф_= 8.5.
Символ К м °
75 77 179
ASCII-код 0 2 2 1 0 022 12:20 122
нормированные совпадения О О *— 9 V1 9 JMruru&jn ateai
Рис.3.11. Квантовая плотная кодировка «1.58 бит на фотон»: ASCII-коды для символов «КМ“ (т.е. 75, 77, 179), закодированных в 15 тритах (когда «0» s |ф-> = ?, «1» з рР> = •, «2» = ), вместо 24 битов, обычно
используемых. Данные для каждого типа закодированного состояния нормированы на максимум скорости совпадений для этого состояния.
3.7 Эксперименты по квантовой телепортации кубитов.
Д.Боумейстер, Дж.-В.Пэн, Х.Вайнфуртер, А.Цайлингер
В этом разделе будет рассмотрена экспериментальная демонстрация квантовой телепортации кубитов, закодированных в поляризационном состоянии единичных фотонов [76]. При телепортации входной фотон, который находится в определенном поляризационном состоянии (имен-
96 Квантовая плотная кодировка и квантовая телепортация
но это поляризационное состояние и «копируется» при телепортации), и пара перепутанных фотонов являются объектами измерения, так что один из фотонов перепутанной пары приобретает поляризацию исходного фотона. На Рис. 3.12 схематично изображена экспериментальная установка. Как объяснялось в разд. 3.3, при экспериментальной реализации квантовой телепортации требуется как приготовление, так и измерение перепутанных состояний; приготовление заключается в создании источника состояний Эйнштейна-Подольского-Розена (ЭПР), а измерение - в идентификации белловских состояний. ЭПР -источник перепутанных поляризационных состояний был рассмотрен в разд. 3.4, а анализатор белловских состояний |'Р_)12 - в разд.3.5.
Рис. 3.12. Схематичное изображение экспериментальной установки по квантовой телепортации кубита. Импульс ультрафиолетового лазера, проходящий через кристалл, образует пару перепутанных фотонов 2 и 3. После отражения, во время повторного прохода через тот же кристалл, импульс дает другую пару фотонов, один из которых будет использован для приготовления начального состояния фотона 1 (поляризационное состояние которого предназначено для телепортации). Другой служит в качестве индикатора, сигнализирующего о том, что телепортируемый фотон (точнее его состояние), присутствует в схеме. Алиса наблюдает за совпадениями после светоделителя (BS), где перемешиваются начальный фотон 1 и один из вспомогательных. Боб, после получения классической информации о том, что Алиса зарегистрировала совпадение отсчетов детекторов f 1 и f 2 , что идентифицирует белловское состояние |'Р~)12, знает, что его фотон
3 имеет точно такое же состояние, как и исходный фотон 1. Он может проверить это, используя поляризационный анализ, проводимый при помощи поляризационного делителя (PBS) и детекторов d 1 и d 2 . Детектор Р обеспечивает информацию о том, что фотон 1 действительно присутствует в схеме.
Эксперименты по квантовой телепортации кубитов 97
Экспериментальная демонстрация квантовой телепортации кубитов, представленная в этом разделе, ограничивается использованием проектирования только в белловское состояние |*Р~)12- Унитарное преобразование, которое должен выполнить Боб после измерения Алисой фотонов 1 и 2 (единственное измерение, доступное Алисе в этой схеме - это измерение состояния |^~)12) - это просто тождественное преобразование, т.е. Боб должен зарегистрировать фотон в том же состоянии, что и фотон I10.
Чтобы не допустить генерации независимых фотонов 1 и 2, отличающихся по времени регистрации детекторами, что не дало бы возможности измерить состояние Белла, использовалась следующая методика. Фотон 2, совместно с его перепутанным партнером - фотоном 3, генерировались в процессе СПР света. Импульсы накачки, получаемые после удвоения частоты титан-сапфирового лазера с модуляцией добротности, имели длительность 200 фс. Импульсы накачки после отражения от зеркала повторно проходили через кристалл и вызывали рождение второй пары фотонов 1 и 4. Фотон 4 использовался как сигнал, подтверждающий наличие фотона 1. Таким образом фотоны 1 и 2 оказывались локализованными в пределах длительности импульса 200 фс. Их, возможно более полное, перекрытие во времени на детекторах достигалось с помощью регулируемой задержки. Это, однако, еще не гарантировало неразличимости при регистрации, т.к. перепутанные фотоны при СПР, обычно имеют длину когерентности, характерную для волнового пакета длиной 50 фс, что меньше длительности импульсов накачки. Поэтому, регистрация совпадений фотоотсчетов от фотонов 1 и 2 с их партнерами 3 и 4 с временным разрешением лучше, чем 50 фс, могло бы, в принципе, показать, какие фотоны составляли пару. Для достижения неразличимости при регистрации волновые пакеты должны были быть растянуты до длительности, превосходящей длительность импульса накачки. В эксперименте это достигалось с помощью узкополосных интерференционных фильтров (4 нм) помещенных перед детекторами. Такая фильтрация давала волновые пакеты с длительностью около 500 фс, что приводило к степени неразличимости фотонов порядка 85% [101].
