ому (Рис 3). Два нелінійних кристала BBO з ортогональними кристалографічними осями суміщають один з одним. Опромінення здвоєного кристала виробляється хвилею накачки з поляризацією, спрямованої під до горизонталі. У зв'язку з цим, здвоєний кристал видає пару конусів з ортогональними поляризациями, які є когерентним один одному зважаючи перекриття просторових мод фотонів на кристалах [10]. Перекриття просторових мод випромінюваних фотонів забезпечує їх просторову нерозрізненість - не можна визначити, який з двох кристалів випромінюючи відповідний фотон переплутав пари. Зв'язок подібної нерозрізненості (фактично, неможливості отримати класичну інформацію про джерело фотонів) з когерентністю випромінювання обумовлюється законами квантової механіки і докладно з'ясована в роботах [11,12].
Як результат, в області перекриття конусів синхронізму народжуються пари фотонів, спільна хвильова функція яких представляється у вигляді:
де - горизонтальна поляризація, - вертикальна поляризація i-го фотона.
Набіг фази ?? пов'язаний з ефектом двулучепреломления в кристалах. Шляхом включення в схему на шляху отриманих фотонів полуволнових і чвертьхвильових пластинок можна контролювати значення ?? (наприклад, зробити його рівним 0 або). Полуволновой платівка може бути використана для зміни горизонтальної поляризації на вертикальну, і навпаки. Таким чином, представляється можливим отримати всі 4 складових белловського базису.
У разі II типу синхронізму, справедливий перехід. Тут холостий і сигнальний фотони володіють різними, ортогональними один одному поляризациями. Як показано в [10], у разі даного типу синхронізму, при опроміненні кристала BBO накачуванням під деяким кутом ?? до кристалографічної осі, спостерігаються два конуса з ортогональними поляризациями (відповідно, звичайний і незвичайний). Підбираючи кут ??, можна добитися необхідного перетину конусів. У точках перетину будуть випромінюватися фотони, що знаходяться в переплутав стані:
(9)
Підбираючи компенсуючі кристали у відповідних плечах установки (Рис 4), можна знову отримати всі 4 складові белловського базису.
Умова нерозрізненості тут буде виконуватися, коли максимальна відносна затримка звичайного і незвичайного фотонів внаслідок ефектів двулучепреломления, не перевищуватиме часу когерентності накачування:
(10)
Параметричні генератори світла на даний момент є найбільш ефективними джерелами фотонних пар, що знаходяться в переплутав стані.
Теорія фотодетектірованія та проекційні вимірювання.
Докладним чином теорія фотодетектірованія викладена в [6]. Ми коротко відзначимо основні результати.
Процедура квантування електромагнітного поля грунтується на розкладанні полів на складові моди, а потім, введенні операторів народження і знищення відповідних мод замість класичного амплітудного уявлення. Як результат, класичний вид напруженостей електричного і магнітного поля набуває вигляду операторний. Для електричного поля тепер маємо:
Тут - містить оператори знищення мод, а - тільки оператори народження.
Процес фотодетектірованія прийнято розглядати, як знищення фотона на платівці детектора з народженням відповідного фотоелектрон. Імовірність детектування фотона визначається усередненням оператора знищення електричного поля по всіх квантовим станам світла у відповідній точці фотодетектора. В [6] показано, що ймовірність переходу детектуючого атома речовини в збуджений стан внаслідок поглинання фотона з поля в точці в центральний момент часу t дорівнює:
Тут - кореляційна функція електричного поля першого порядку.
Також, є можливість отримати вираз для спільної ймовірності детектування фотонів в двох різних точках фотодетектора:
Тут - кореляційна функція електричного поля другого порядку.
Важливо, що ймовірність спільного детектування визначається експериментально, як спільна швидкість фотоотсчетов на двох фотодетекторах, поміщених в різні точки. Обчислення кореляційних функцій ведеться шляхом усереднення операторів поля по квантовим станам частинок. Володіючи джерелом пар переплутаних фотонів і спостерігаючи спільну швидкість фотоотсчетов цих фотонів в залежності від положення фотодетекторов, з'являється можливість перевірити теоретичні передбачення, щодо квантових кореляцій.
Одним з найважливіших приладів лінійної оптики, використовуваних для спостереження некласичної двухфотонной інтерференції, є светоделітель. У статті [13] докладно розглянута операторна теорія светоделітель і отримані статистики фотодетектірованія для випадків симетричною і антисиметричною хвильових функцій пар частинок, що надходять на вхід системи. Показано, що важливою умовою спостереже...
