Jest to konieczne dla fizycznego uzasadnienia fundamentalnej możliwości zdalnej translacji informacji genetycznej i metabolicznej za pomocą spolaryzowanych (wirujących) fotonów. Dowód ma zastosowanie zarówno do translacji in vitro (wspomaganej laserem), jak i in vivo, tj. w samym biosystemie między komórkami. EKSPERYMENTALNA TELEPORTACJA KWANTOWA
Teleportacja kwantowa – transmisja i przywracanie na dowolną odległość stanu układu kwantowego – została zademonstrowana eksperymentalnie. W procesie teleportacji główny foton jest spolaryzowany i ta polaryzacja jest stanem transmitowanym na odległość. Splątana para fotonów jest obiektem pomiaru, w którym drugi foton splątanej pary może znajdować się dowolnie daleko od fotonu początkowego. Teleportacja kwantowa będzie kluczowym elementem kwantowych sieci obliczeniowych.
Marzenie o teleportacji jest marzeniem o możliwości podróżowania poprzez zwykłe pojawienie się w pewnej odległości. Obiekt teleportacyjny może być w pełni scharakteryzowany w swoich właściwościach przez fizykę klasyczną poprzez pomiar. Aby wykonać kopię tego obiektu na jakąś odległość, nie ma potrzeby przenoszenia tam jego części lub fragmentów. Wszystko, co jest potrzebne do takiego transferu, to kompletna informacja o obiekcie, którą można wykorzystać do odtworzenia obiektu. Ale jak dokładne musiałyby być te informacje, aby wygenerować dokładną kopię oryginału? Co jeśli te części i fragmenty są reprezentowane przez elektrony, atomy i cząsteczki? Co stanie się z ich indywidualnymi właściwościami kwantowymi, których zgodnie z zasadą nieoznaczoności Heisenberga nie można zmierzyć z dowolną precyzją?
Bennett i in. [1] udowodnili, że możliwe jest przeniesienie stanu kwantowego jednej cząstki do drugiej, tj. proces teleportacji kwantowej, który nie zapewnia transferu żadnej informacji o tym stanie w procesie transferu. Trudność tę można wyeliminować, wykorzystując zasadę splątania jako szczególną własność mechaniki kwantowej [2]. Odwzorowuje ona korelacje między układami kwantowymi znacznie ściślej niż może to zrobić jakakolwiek klasyczna korelacja. Możliwość kwantowego transferu informacji jest jedną z podstawowych struktur falowej komunikacji kwantowej i obliczeń kwantowych [3].
Pomimo szybkiego postępu w opisie kwantowego przetwarzania informacji, trudności w kontroli systemów kwantowych uniemożliwiają odpowiedni postęp w eksperymentalnym wdrażaniu nowych propozycji. Bez obiecujących szybkich postępów w kryptografii kwantowej (podstawowe rozważania dotyczące transmisji tajnych danych), wcześniej z powodzeniem udowodniliśmy jedynie możliwość gęstego kodowania kwantowego [5] jako sposobu kwantowo-mechanicznego wzmocnienia kompresji danych. Głównym powodem tego powolnego postępu eksperymentalnego jest to, że chociaż istnieją metody generowania splątanych par fotonów [6], stany splątane dla atomów dopiero zaczynają być badane [7] i nie są one bardziej możliwe niż stany splątane dla dwóch kwantów.
Publikujemy tutaj pierwszy eksperymentalny test teleportacji kwantowej. Tworząc splątane pary fotonów za pomocą procesu parametrycznej konwersji w dół i wykorzystując interferometrię dwufotonową do analizy procesu splątania, możemy przenosić właściwości kwantowe (w naszym przypadku stan polaryzacji) z jednego fotonu na drugi. Metody opracowane w tym eksperymencie będą miały ogromne znaczenie zarówno dla badań nad komunikacją kwantową, jak i dla przyszłych eksperymentów dotyczących podstaw mechaniki kwantowej.
Problem
Aby lepiej zrozumieć problem kwantowego transferu informacji, załóżmy, że Alicja ma cząstkę o stanie kwantowym |Ψ| i chce wysłać do Boba, który znajduje się w pewnej odległości, taką samą cząstkę w tym samym stanie. Oczywiście istnieje możliwość wysłania cząstki bezpośrednio do Boba. Załóżmy jednak, że kanał komunikacyjny między Alicją a Bobem nie jest wystarczająco dobry, aby utrzymać niezbędną spójność kwantową, lub że transmisja trwa zbyt długo, co spowodowałoby, że |Ψ| uzyskałby stan bardziej złożonego lub masywnego obiektu. Jakie więc powinno być strategiczne zachowanie Alicji i Boba?
Jak wspomniano powyżej, nie ma pomiarów, które Alicja mogłaby wykonać na parametrze |Ψ|, które byłyby wystarczające do odtworzenia ich dla Boba, ponieważ stan układu kwantowego nie może być w pełni deterministyczny przez pomiary. Systemy kwantowe są tak nieuchwytne, ponieważ mogą znajdować się w superpozycji kilku stanów jednocześnie. Pomiar systemu kwantowego będzie dokładny tylko w jednym z tych stanów i będzie to jeden z głównych punktów proponowanego modelu. Możemy zademonstrować tę ważną właściwość kwantową, biorąc pojedynczy foton, który może mieć polaryzację poziomą lub pionową, oznaczoną stanami |↔| i | | |. Może on nawet mieć polaryzację całkowitej superpozycji tych dwóch stanów. (1)
|Ψ|=α|↔|+β| | где α и β есть два комплексных числа, удовлетворяющих |α|²+|β|²=1
Biorąc pod uwagę ten przykład bardziej ogólnie, możemy zastąpić stany |↔| i | | w równaniu (1) przez |0| i |1| , które odpowiadają stanom dowolnego układu kwantowego w reżimie dwustanowym. Superpozycje |0| i |1| nazywane są kubitami; mają one ważne nowe cechy wprowadzone przez fizykę kwantową do informatyki [8]. Jeśli foton w stanie |Ψ> przechodzi przez rozdzielacz wiązki polaryzacyjnej (urządzenie do odbijania poziomo lub pionowo spolaryzowanych fotonów), zostanie znaleziony w odbitej (transmitowanej) wiązce z prawdopodobieństwem |α|²(|β|²).
Rozróżnialność stanu ogólnego |Ψ|| można następnie przewidzieć jako ścieżkę na |↔| , jak również ścieżkę | | | w zależności od pomiaru. Uważamy, że prawa mechaniki kwantowej, w szczególności postulat (projekcji) tego rodzaju przewidywania, uniemożliwiają Alicji dokładny pomiar |↔|, tj. niemożliwe jest uzyskanie wszystkich informacji potrzebnych do odtworzenia stanu.
Koncepcja teleportacji kwantowej
Chociaż postulat przewidywania w mechanice kwantowej wydaje się wystarczający dla prób Alicji, aby zapewnić prawidłowe przejście Boba do stanu |↔| (jako odpowiednik otrzymania informacji teleportacyjnej od Alicji do Boba (P.G.)), jednak praktycznie stało się to możliwe po pracy Bennetta i in. [1], którzy byli w stanie dokładnie przewidzieć teleportację stanu |↔| od Alicji do Boba. Podczas teleportacji Alicja zniszczy (swój własny? P.G.) stan kwantowy w momencie, gdy Bob otrzyma (nowy? P.G.) stan kwantowy (wysłany przez nią? P.G.), a jednocześnie ani Bob, ani Alicja nie mają dokładnych informacji o stanie |↔|. Kluczową rolę w schemacie teleportacji odgrywają dodatkowe splątane pary cząstek, na których Alicja i Bob początkowo operują.
Załóżmy, że cząstka 1, którą Alicja chce teleportować, znajduje się w stanie |Ψ|1=α|↔|1+β| |1 (rysunek 1a), a splątane pary cząstek 2 i 3, którymi manipulują Alicja i Bob, mają stan (2) |Ψ-|2 3=1/√2 |↔|2 | |3 – | |2 |↔|3
Taka mieszana para w pojedynczym układzie kwantowym jest równoważna superpozycji stanów |↔|2 | |3 i | |2 |↔|3. Stan mieszany nie zawiera żadnych informacji o poszczególnych cząstkach; wskazuje jedynie, że cząstki będą w przeciwnych stanach. Ważną właściwością pary mieszanej jest to, że gdy tylko stan jednej cząstki zostanie zmierzony, powiedzmy spolaryzowany |↔|, druga cząstka będzie spolaryzowana (ortogonalnie P.G.) | | i odwrotnie.
W jaki sposób pomiar jednej cząstki natychmiast wpływa na stan innej cząstki, która może znajdować się nieskończenie daleko? Einstein, wśród wielu osiągnięć fizyków, nie rozpoznał tego „działania ducha na odległość”. Ale omawiana właściwość stanu splątanego została obecnie zademonstrowana w licznych eksperymentach [patrz recenzje 9,10].
Schemat teleportacji działa następująco. Alicja ma cząstkę 1 w stanie początkowym |Ψ|1 i cząstkę 2. Cząstka 2 jest splątana z cząstką 3, która trafia do Boba. Punktem specjalnym jest specjalny pomiar cząstek 1 i 2, który wprowadza je w stan splątania: (3) |Ψ-||1 2=1/√2 |↔||2 | | |3 – | |2 |↔|3
Jest to tylko jeden z możliwych maksymalnych stanów splątanych, w które można przetłumaczyć dwie cząstki. Przewidywanie niepewnego stanu dwóch cząstek na podstawie ich (prawdopodobnych? P.G.) czterech stanów nazywa się pomiarem stanu Bella. Stan określony równaniem (3) odróżnia się od trzech innych maksymalnie splątanych stanów tym, że jego zmiana opiera się na pośrednich zmianach cząstki 1 i cząstki 2.
Ta wyjątkowa antysymetryczna właściwość stanu |Ψ-|1 2 będzie odgrywać ważną rolę w eksperymentalnej identyfikacji, czyli w pomiarze tego stanu. Fizyka kwantowa przewiduje [1], że jeśli cząstki 1 i 2 są rzutowane do stanu |Ψ-|1 2, cząstka 3 natychmiast przechodzi do stanu początkowego cząstki 1. Powód tego jest następujący. Ponieważ obserwujemy cząstki 1 i 2 w stanie |Ψ-|1 2 , wiemy, że w pewnym stanie cząstki 1, cząstka 2 będzie w stanie przeciwnym, tj. w stanie ortogonalnym do stanu cząstki 1.
Ale natychmiast przenieśliśmy cząstki 2 i 3 do stanu |Ψ-|2 3, co oznacza, że cząstka 2 jest również ortogonalna do cząstki 3. Jest to możliwe tylko wtedy, gdy cząstka 3 jest początkowo w tym samym stanie co cząstka 1. Końcowy stan cząstki 3 jest zatem następujący: (4) |Ψ|3=α|↔|3 + β| |3 Zauważ, że cząstka 1 traci swoją tożsamość podczas wymiaru Bella, ponieważ zaczyna się splątać z cząstką 2. Dlatego podczas teleportacji stan |Ψ||1 Alicji zostaje utracony. Wynik ten (równanie (4)) zasługuje na kilka komentarzy. Przeniesienie informacji kwantowej z cząstki 1 do cząstki 3 może nastąpić na dowolną odległość, co jest teleportacją. Wykazano eksperymentalnie [11], że splątanie kwantowe utrzymuje się na odległościach większych niż 10 km.
Charakterystyczne jest również to, że w schemacie teleportacji Alicja nie musi wiedzieć, gdzie znajduje się Bob. Co więcej, początkowy stan cząstki 1 może być całkowicie nieznany nie tylko Alicji, ale każdemu. Taka kwantowo-mechaniczna całkowita niepewność może wystąpić nawet wtedy, gdy wymiar Bella stanu ma miejsce. Dzieje się tak, gdy, jak zauważyli Bennett i inni [1], sama cząstka 1 jest członkiem splątanej pary, a zatem nie ma dobrze zdefiniowanych właściwości. Prowadzi to ostatecznie do splątania [12,13].
Należy również podkreślić, że pomiary stanu Bella nie ujawniają żadnych informacji o właściwościach jakichkolwiek cząstek. Jest jasne, dlaczego teleportacja kwantowa działa przy użyciu spójnych zespołów par cząstek superpozycji, podczas gdy jakikolwiek pomiar na pojedynczych cząstkach superpozycji byłby skazany na niepowodzenie. Fakt, że absolutnie żadna informacja nie jest pozyskiwana z żadnej cząstki jest również powodem, dla którego teleportacja kwantowa unika werdyktu analogu dowolnego twierdzenia [14]. Po udanej teleportacji cząstka 1 nie jest już dostępna w swoim naturalnym stanie, a zatem cząstka 3 nie jest analogiem, jest wynikiem prawdziwej teleportacji (i przeniesienia właściwości z 1 do 3 (P.G.)).
Kompletny pomiar stanu Bella może nie tylko wykazać, że dwie cząstki 1 i 2 znajdują się w stanie antysymetrycznym, ale z 25% prawdopodobieństwem możemy znaleźć je w dowolnym z trzech innych stanów splątanych. Gdy tak się stanie, cząstka 3 wejdzie w jeden z trzech różnych stanów. Jest ona następnie tłumaczona przez Boba na oryginalny stan cząstki 1 zgodnie z wybraną transformacją, niezależną od stanu cząstki 1. Dzieje się to po otrzymaniu, za pośrednictwem klasycznego kanału komunikacyjnego, informacji otrzymanych przez Alicję z analizy stanu Bella. Na koniec należy zauważyć, że nawet gdybyśmy chcieli zidentyfikować tylko jeden z czterech stanów Bella, jak omówiono powyżej, teleportacja zakończyłaby się sukcesem, choć tylko w jednej czwartej przypadków.
Potwierdzenie eksperymentalne
Teleportacja jest ściśle związana zarówno z generowaniem, jak i pomiarem splątanych fotonów; są to najważniejsze zadania dla każdej walidacji eksperymentalnej. Do tej pory istnieje tylko kilka urządzeń eksperymentalnych do uzyskiwania stanów splątanych i nie ma eksperymentalnie zweryfikowanych danych do określenia wszystkich czterech stanów Bella dla dowolnego rodzaju układów kwantowych. Jednak splątane pary fotonów można łatwo uzyskać i można je przewidzieć w co najmniej dwóch z czterech stanów Bella.
Uzyskaliśmy splątane fotony 2 i 3 metodą parametrycznej konwersji w dół. W tej metodzie, wewnątrz nieliniowego kryształu foton wprowadzony przez pompowanie może spontanicznie rozpadać się na dwa fotony, które w przypadku parametrycznej konwersji w dół typu 2 są w stanie podanym w równaniu (2) (Rys.2) [6].
Aby osiągnąć przewidywanie fotonów 1 i 2 w stanie Bella, musimy sprawić, by były nierozróżnialne. Aby osiągnąć tę nierozróżnialność, doprowadzamy dwa fotony do superpozycji w rozdzielaczu wiązki (rys. 1b). Jeśli każdy z nich pada na swoją stronę, jak to możliwe, że każdy z nich nadal pojawia się po tej samej stronie? Oczywiście może się tak zdarzyć, jeśli zostaną one odbite lub przekształcone.
W fizyce kwantowej musimy mieć superpozycję amplitud dla tych dwóch prawdopodobieństw. Pojedyncze impulsy, których amplitudy zostały odbite, zostały uzyskane przez dodanie sygnałów minusowych. Mimo to oba procesy wydają się wzajemnie wykluczać. Jest to jednak odpowiednie tylko dla symetrycznego stanu wejściowego. W przypadku stanu antysymetrycznego obie możliwości są uzyskiwane przez różne sprzężone sygnały ujemne, a zatem w pełni interferują [15,16]. Spełnia to przewidywania dotyczące fotonów 1 i 2 w stanie antysymetrycznym |Ψ|1 2 w celu umieszczenia detektorów na każdym z wyjść splittera i jednoczesnej rejestracji (koincydencji) [17-19].
Aby upewnić się, że fotony 1 i 2 są nierozróżnialne pod względem czasu ich przybycia, są one generowane za pomocą impulsowej wiązki pompującej i kierowane przez filtry o wąskim paśmie, co daje czas koherencji znacznie dłuższy niż długość impulsu pompującego [20]. W eksperymencie czas trwania impulsu pompującego wynosił 200 fs, a częstotliwość powtarzania 76 MHz. Analiza skonwertowanych w dół fotonów o długości fali 788 nm przy szerokości szczeliny 4 nm wykazała, że ich czas koherencji wynosił 520 fs. Należy to rozumieć w ten sposób, że ponieważ foton 1 jest również wytwarzany jako część splątanej pary, jego partner może służyć jako wskaźnik pochodzenia fotonu 1.
Jak pojedynczy eksperyment może udowodnić, że nieznany stan kwantowy może się teleportować? Po pierwsze, musi on w pełni zademonstrować, że teleportacja działa poprzez ustanowienie jedynych znanych stanów, w których wszelkie inne stany znikają. Najważniejszą rzeczą w stanach polaryzacji są dokładnie ich dwie składowe i w zasadzie możemy rozpoznać polaryzację poziomą lub pionową poprzez emisję źródła.
Jednak nawet to nadal nie pokazuje, że teleportacja działa dla jakiejkolwiek ogólnej superpozycji, ponieważ te dwa kierunki są preferowane w naszych eksperymentach. Dlatego też w pierwszym eksperymencie jako podstawę teleportacji wybieramy dwa stany polaryzacji liniowej -450 i +450, w których istnieje już superpozycja polaryzacji poziomej i pionowej. Po drugie, eksperyment musi udowodnić, że teleportacja działa na superpozycje tych dwóch stanów podstawowych. Dlatego też demonstrujemy również teleportację dla polaryzacji kołowej.
Wyniki
W pierwszym eksperymencie foton 1 został spolaryzowany na 450. Teleportacja została uruchomiona, gdy tylko fotony 1 i 2 zostały wykryte w stanie |Ψ|1 2, który jest obserwowany w 25% wszystkich możliwych przypadków. Stan |Ψ|1 2 został określony poprzez zarejestrowanie koincydencji pomiędzy dwoma detektorami f1 i f2 umieszczonymi za rozdzielaczem wiązki (Rysunek 1b).
Jeśli określiliśmy koincydencję f1f2 (między detektorami f1 i f2), to foton 3 będzie również spolaryzowany przez 450 . Polaryzacja fotonu 3 jest analizowana poprzez przepuszczenie go przez rozdzielacz wiązki polaryzacyjnej oddzielający polaryzacje -450 i +450. Aby zademonstrować teleportację (gdy wiązka opuszcza rozdzielacz polaryzacji), tylko detektor d2 na 450 i detektory f1 i f2 wydają sygnał dźwiękowy (detekcja rejestru). Detektor d1 o polaryzacji -450 na wyjściu z rozdzielacza polaryzacyjnego nie wykrywa fotonu.
Dlatego zarejestrowanie potrójnej koincydencji d2f1f2 (analiza +450) wraz z brakiem potrójnej koincydencji d1f1f2 (analiza -450) jest dowodem na to, że spolaryzowany foton 1 jest teleportowany do fotonu 3. Aby spełnić warunek czasowego nakładania się, modyfikujemy w małych krokach czas przybycia fotonu 2, dostosowując opóźnienie między pierwszą a drugą konwersją w dół za pomocą lustra odbijającego (rys. 1b). W ten sposób skanujemy obszar czasowego nakładania się na rozdzielaczu wiązki w celu uzyskania obserwacji teleportacyjnej.
Poza obszarem teleportacji każdy z fotonów 1 i 2 trafi do f1 lub f2 niezależnie od siebie. Prawdopodobieństwo koincydencji pomiędzy f1 i f2 wynosi zatem 50%, co stanowi dwukrotność obszaru teleportacji. Foton 3 nie ma określonej polaryzacji, ponieważ jest składnikiem splątanej pary. Dlatego d1 i d2 mają 50% szans na otrzymanie fotonu 3. Wyjaśnia to 25% prawdopodobieństwo zarówno dla analiz -450 (dopasowania d1f1f2), jak i dla analiz +450 (dopasowania d2f1f2) poza obszarem teleportacji. Rysunek 3. podsumowuje przewidywania w funkcji opóźnienia. Sukces teleportacji stanu polaryzacji +450 jest również potwierdzony przez redukcję do zera w analizie -450 (rys. 3a) i niezmieniony stan dla analizy +450 (rys. 3b).
Teoretyczne przewidywania z rysunku 3 można dokładnie zinterpretować, jeśli weźmiemy pod uwagę, że czas opóźnienia zmniejsza o połowę koincydencję dla dwóch detektorów w analizatorach Bella stanów f1 i f2, w porównaniu z obszarem poza teleportacją. Dlatego, jeśli polaryzacja fotonu 3 nie koreluje w żaden sposób z innymi polaryzacjami, oznacza to również, że 3-krotne dopasowania są zmniejszone o połowę. Na prawidłową teleportację stanów fotonów wskazuje fakt, że krzywa spada do zera na rysunku 3a i płaska krzywa na rysunku 3b.
Należy zauważyć, że zarówno produkcja fotonów 1, 2 i 3, jak i emisja przez pojedyncze źródło dwóch par fotonów konwertowanych w dół są równie prawdopodobne. Chociaż nie ma fotonu pochodzącego z pierwszego źródła (brakuje fotonu 1), wkład do potrójnego współczynnika koincydencji będzie nadal znaczący. Te koincydencje nie mają znaczenia dla teleportacji i mogą być interpretowane jako wskaźnik zablokowanego przejścia fotonu1.
Prawdopodobieństwo przypadkowej 2- i 3-krotnej koincydencji dla tych procesów można obliczyć na podstawie wyników eksperymentalnych. Wyznaczona eksperymentalnie wartość dla 3-krotnych przypadkowych koincydencji wynosi 68%1%. Na wykresach eksperymentalnych na Rysunku 4 wydedukowaliśmy eksperymentalnie określone przypadkowe koincydencje.
Wyniki eksperymentalne dla fotonów spolaryzowanych na +450 pokazano w lewej kolumnie rysunku 4; rysunki 4a i b należy porównać z przewidywaniami teoretycznymi na rysunku 3. Silny spadek sygnału w analizie -450 i stały poziom sygnału w analizie +450 pokazuje, że foton 3 jest spolaryzowany wzdłuż kierunku fotonu 1, co potwierdza teleportację.
Ab. 1. Realność teleportacji w 3. krotnych przypadkach
Polaryzacja⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕Rzeczywistość (Widoczność)
+450⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕0,630,02
_________________________________________________
-450⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕0,640,02
_________________________________________________
00⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕0,660,02
_________________________________________________
900⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕0,610,02
_________________________________________________
Kołowa⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕⁕0,570,02
Wyniki dla fotonu 1 spolaryzowanego na -450 pokazują, że teleportacja działa na pełnej skali stanów polaryzacji (prawa kolumna rys. 4). Przeprowadziliśmy dodatkowe badania, aby wykluczyć jakiekolwiek klasyczne wyjaśnienie naszych wyników eksperymentalnych i potwierdzić je. W tej części naszej pracy wysłaliśmy fotony o polaryzacji liniowej 00 i 900 oraz fotony o polaryzacji kołowej. Wyniki te zostały podsumowane w Tabeli 1, w której wykazujemy prawdziwość 3-krotnej koincydencji zaobserwowanej w analizie ortogonalnej polaryzacji.
Jak wspomniano powyżej, wartości wiarygodności uzyskuje się po odjęciu przypadkowych 3-krotnych koincydencji. Można to eksperymentalnie wyeliminować, tworząc warunki dla 3-krotnych koincydencji w detekcji fotonu 4, który faktycznie przechodzi do fotonu 1 jako stan pojedynczej cząstki. Zmierzyliśmy tę 4-krotną koincydencję w przypadku stanów polaryzacji +450 i +900, a także dla 2 stanów nieortogonalnych.
Kolejne kroki
W naszych eksperymentach wykorzystaliśmy pary spolaryzowanych splątanych fotonów, które są wytwarzane metodami konwersji impulsów w dół i interferometrii dwufotonowej w celu przeniesienia spolaryzowanych stanów fotonów z jednego stanu do drugiego. Teleportacja nie oznacza jednak, że tylko takie systemy mogą działać. Oprócz par splątanych fotonów lub splątanych atomów, można sobie wyobrazić, że działają splątane fotony z atomami lub fotony z jonami itp. Można wtedy założyć transport takich stanów, takich jak szybka dekoherencja i krótko żyjące cząstki, do bardziej stabilnych systemów. Otwiera to perspektywę pamięci kwantowej, w której informacje przechwycone przez fotony są przechowywane w pułapkach jonowych, starannie osłoniętych przed środowiskiem.
Ponadto, stosując oczyszczanie splątania [22] – metodę poprawy splątania w obecności niepożądanej dekoherencji podczas gromadzenia cząstek lub transmisji przez zaszumione kanały – możliwe staje się teleportowanie stanu kwantowego cząstki do określonej lokalizacji, nawet jeśli dostępne kanały kwantowe są bardzo złej jakości, a zatem wysyłane cząstki z dużym prawdopodobieństwem utracą swój kruchy stan kwantowy. Zdolność do ochrony stanów kwantowych w niekorzystnych warunkach ma ogromne znaczenie w dziedzinie obliczeń kwantowych. Schemat teleportacji można również wykorzystać do zapewnienia połączeń między komputerami kwantowymi.
Teleportacja kwantowa jest nie tylko ważnym elementem w kwantowych problemach informacyjnych; pozwala również na tworzenie nowych rodzajów eksperymentów i badań w fundamentalnej mechanice kwantowej. Tak jak każdy stan kwantowy może być teleportowany, tak też, odwrotnie, może on stać się całkowicie nieokreślony dla cząstki, członka splątanej pary. Podobnie, stan splątany jest przekazywany między cząstkami. Pozwala nam to nie tylko na łańcuchowy transfer stanów kwantowych na odległość, gdzie dekoherencja jest już wyeliminowana przez stan komplementarności (pary cząstek, P.G.), ale także pozwala nam przetestować twierdzenie Bella dla cząstek, które w żaden sposób nie wpływają na przeszłość.
Jest to kolejny krok w przyszłych badaniach nad mechaniką kwantową. Ostatni, ale nie mniej ważny. Debata na temat lokalnej precyzji w zrozumieniu natury może się zakończyć, jeśli przyszłe eksperymenty wykorzystają generowanie splątania na więcej niż dwóch przestrzennie oddzielonych cząstkach.
Rysunek 1. Schemat pokazujący, jak działa teleportacja kwantowa (a) i układ eksperymentalny (b).
a, Alicja posiada układ kwantowy, cząstkę 1, w stanie początkowym, który chce przekazać Bobowi. Alicja i Bob posiadają również dodatkową parę splątanych fotonów 2 i 3 emitowanych przez źródło Einsteina-Podolsky’ego-Rosena (EPR). Następnie Alicja wykonuje połączony (wspólny) pomiar stanu Bella (BSM) początkowego fotonu i jednego z dodatkowych fotonów, który również ma zostać przetłumaczony na stan splątany. Następnie wysyła wynik swojego pomiaru jako klasyczną informację do Boba, który wykonuje jednostkową translację (U) na inny dodatkowy foton, przyjmując stan cząstki 1.
b, Impulsowe promieniowanie ultrafioletowe przechodzące przez nieliniowy kryształ tworzy dodatkową parę fotonów 2 i 3. Odbicie powrotne, po drugim przejściu przez kryształ, tworzy kolejną parę fotonów, z których jeden zostanie przetłumaczony na stan początkowy fotonu 1 poprzez teleportację, podczas gdy drugi służy jako wyzwalacz wskazujący, że foton powinien zostać teleportowany w inny sposób.
Następnie Alicja śledzi dopasowania za rozdzielaczem wiązki (BS), gdzie początkowy foton i jeden z dodatkowych są nałożone. Bob, po wzięciu klasycznych informacji od Alicji z zliczeń koincydencji w detektorach f1 i f2, które identyfikują stan Bella |Ψ-|1 2, wie, że jego foton 3 jest identyczny w stanie początkowym z fotonem 1. Bob może to sprawdzić za pomocą analizy polaryzacji za pomocą polaryzacyjnego rozdzielacza wiązki (PBS) oraz detektorów d1 i d2. Detektor p dostarcza informacji, że foton 1 jest na drugiej ścieżce (w drodze).
Fotony powstające w wyniku konwersji w dół typu II (patrz tekst) na rysunku 2. Zdjęcie jest prostopadłe do kierunku ich propagacji. Fotony są wytwarzane parami. Foton (górny okrąg) jest spolaryzowany poziomo, podczas gdy drugi foton (dolny okrąg) jest spolaryzowany pionowo. W punktach przecięcia tych okręgów polaryzacja fotonów jest niepewna i wiadomo o nich tylko tyle, że są różne, a stan ten jest wynikiem ich splątania.
Rysunek 3. Teoretyczne przewidywanie 3-krotnej koincydencji dwóch detektorów stanu Bella (f1,f2), z których jeden rejestruje stan teleportacji. Znak teleportacji stanu polaryzacji +450 fotonów to spadek do zera przy zerowym opóźnieniu w 3-krotnej koincydencji z detektorem analizującym -450 (d1f1f2) (a) i stała wartość dla detektora analizującego +450 (d2f1f2) (b). Zacieniony obszar wskazuje granice teleportacji.
Rysunek 4. Wyniki eksperymentu. Zmierzone wartości 3-krotnej koincydencji d1f1f2 (-450) i d2f1f2 (+450) w przypadku stanu polaryzacji teleportacji przy +450 (a i b) lub przy -450 (c i d). Wartości koincydencji są wykreślone jako funkcja opóźnionego przybycia fotonów 1 i 2 do rozdzielacza wiązki Alice (patrz rysunek 1b). Wartości 3-krotnej koincydencji są wykreślane po odjęciu losowego 3-krotnego wkładu (patrz tekst). Dane te, w porównaniu z Rys. 3, wraz z podobnymi wynikami dla innych polaryzacji (Tabela 1) potwierdzają teleportację dla dowolnego stanu.
Wartości 4-krotnego dopasowania (bez odejmowania tła). Warunki dla 3-krotnego dopasowania są podobne do Rys.4 dla rejestracji fotonu 4 (patrz Rys.1b) z odjęciem 3-krotnego wzmocnienia tła. a i b pokazują wartości 4-krotnej koincydencji w przypadku teleportacji stanu polaryzacji +450. Można zauważyć, że koincydencja przy tej polaryzacji teleportowanych fotonów jest uzyskiwana bez odejmowania tła i wynosi 70%3%. Te wyniki dotyczące teleportacji dwóch nieortogonalnych stanów dowodzą, że uzyskaliśmy teleportację stanu kwantowego pojedynczego fotonu.
Experimental quantum teleportation.
Dik Bouwmeester, Jian-Wei Pan, Klaus Mattle, Manfred Eibl, Harald Weinfurter & Anton Zeilinger.
Nature, v.390, N11, pp.575-579, December 1997.
(перевод П.П.Гаряева, ИПУ РАН)
tłumaczenie ze strony https://wavegenetics.org/researches/kvantovaya-teleportatsiya-fotonov/