基于雙光子干涉的量子全息理論框架*

徐耀坤 孫仕海 曾瑤源 楊俊剛 盛衛(wèi)東 劉偉濤

1) (國(guó)防科技大學(xué)電子科學(xué)學(xué)院,長(zhǎng)沙 410073)

2) (中山大學(xué)電子與通信工程學(xué)院,深圳 518100)

3) (國(guó)防科技大學(xué)理學(xué)院,長(zhǎng)沙 410073)

Hong-Ou-Mandel 干涉可以更好地抵抗相位噪聲的干擾.近年來(lái)基于雙光子干涉的量子全息提出,通過(guò)待測(cè)量子態(tài)和標(biāo)準(zhǔn)量子態(tài)的二階干涉,可以將待測(cè)光子的波函數(shù)信息解譯出來(lái).為了更好地理解和發(fā)展該方法,本文建立了量子全息的理論框架.根據(jù)不同的待測(cè)態(tài)和參考態(tài),分別研究了利用單光子態(tài)或相干態(tài)作參考,測(cè)量待測(cè)的單光子態(tài)和相干態(tài).本文討論的所有情況下,待測(cè)態(tài)的波函數(shù)信息以相似的數(shù)學(xué)形式反映在歸一化的二階關(guān)聯(lián)函數(shù)中.通過(guò)簡(jiǎn)潔算法便可提取待測(cè)態(tài)波函數(shù)的信息.該量子全息也保持了Hong-Ou-Mandel干涉的魯棒性,相位噪聲并不影響測(cè)量結(jié)果.

1 引言

自1987 年Hong-Ou-Mandel (HOM)干涉首次實(shí)現(xiàn)以來(lái)[1],這種雙光子干涉迅速成為量子領(lǐng)域研究的熱點(diǎn).作為一種反直覺(jué)的量子現(xiàn)象,研究人員相繼地探究其非經(jīng)典的物理本質(zhì),實(shí)現(xiàn)了不同玻色子和費(fèi)米子在不同光子自由度的干涉實(shí)驗(yàn)[2-5].作為一項(xiàng)具有量子特性的技術(shù),HOM 干涉已經(jīng)被應(yīng)用于測(cè)量無(wú)關(guān)的量子密鑰分發(fā)[6-8]、量子中繼器[9,10]以及量子精密測(cè)量[11-13]等量子信息各個(gè)領(lǐng)域.

在一個(gè)典型的HOM 干涉裝置中,兩個(gè)全同光子分別進(jìn)入分束器的兩個(gè)輸入端口.經(jīng)過(guò)分束器后,存在4 種可能性: 兩個(gè)光子同時(shí)透射,兩個(gè)光子同時(shí)被反射,以及一個(gè)光子被反射另一個(gè)光子透射.由于前兩種情況不可區(qū)分,且分束器本身性質(zhì)決定了這兩種情況之間有π 相位,產(chǎn)生相消干涉,導(dǎo)致兩個(gè)光子同時(shí)從一個(gè)輸出口出射,產(chǎn)生光子的聚束效應(yīng).如果在輸出口進(jìn)行符合測(cè)量將沒(méi)有符合計(jì)數(shù)結(jié)果.在HOM 干涉實(shí)驗(yàn)中,為了獲得完美的干涉結(jié)果,要求兩個(gè)光子在各個(gè)維度上具有不可區(qū)分性.如果兩個(gè)光子在任意維度上存在差異,將會(huì)破壞相消干涉,并產(chǎn)生一定的符合計(jì)數(shù).從另一個(gè)角度分析,HOM 干涉中的符合測(cè)量可以作為測(cè)量光子之間差異性的一種有效手段[14-19].具體地,通過(guò)測(cè)量待測(cè)光子和標(biāo)準(zhǔn)光子干涉后的二階關(guān)聯(lián)函數(shù)(干涉圖樣),可以獲得待測(cè)光子的信息.注意,在最初的HOM 干涉實(shí)驗(yàn)中,將光子當(dāng)作一個(gè)整體進(jìn)行測(cè)量.而在量子全息中,為了獲得待測(cè)光子在特定自由度(如空間、時(shí)間、頻率等)的波函數(shù)信息,需要做自由度內(nèi)的可分辨的測(cè)量,例如空間分辨單光子探測(cè)[14]、時(shí)間分辨單光子探測(cè)[15]、頻率分辨單光子探測(cè)[16].量子全息已經(jīng)實(shí)現(xiàn)了單光子空間波函數(shù)、單光子頻率波函數(shù)、相干態(tài)時(shí)域波函數(shù)的測(cè)量[14-19].相比于經(jīng)典全息方法,量子全息可以更好地抵抗相位噪聲的干擾,展現(xiàn)出更強(qiáng)的魯棒性[15].

為了更好地豐富和完善量子全息理論,本文建立了該理論的統(tǒng)一框架,按照從一般HOM 干涉(光子自由度內(nèi)非分辨探測(cè))到基于HOM 干涉的量子全息(光子自由度內(nèi)分辨探測(cè))的思路,結(jié)構(gòu)安排如下: 首先從基礎(chǔ)的HOM 干涉理論開(kāi)始,分析在不同輸入量子態(tài)下的干涉特性,并分析其魯棒性;然后,根據(jù)不同待測(cè)量子態(tài)和參考量子態(tài),建立基于HOM 干涉的量子全息統(tǒng)一理論,包括待測(cè)態(tài)和參考態(tài)分別為單光子態(tài)和相干態(tài)的所有組合情況.通過(guò)理論分析發(fā)現(xiàn)量子態(tài)之間的差異性將以相似的形式反映在歸一化的二階關(guān)聯(lián)函數(shù)中,通過(guò)簡(jiǎn)潔的算法便可以解算出待測(cè)量子態(tài)的信息.

2 HOM 干涉的一般理論

為了更好地理解量子全息理論,首先分析在不同量子態(tài)輸入情況下的HOM 干涉特性及魯棒性.典型的HOM 干涉裝置如圖1(a)所示.量子態(tài)|ψ〉1和|ψ〉2分別從分束器的 a1和a2口輸入,經(jīng)過(guò)干涉后在分束器輸出口 b1和b2進(jìn)行符合測(cè)量.根據(jù)量子光學(xué),在輸出口的歸一化二階關(guān)聯(lián)函數(shù)為

圖1 Hong-Ou-Mandel 干涉裝置圖 (a)一般Hong-Ou-Mandel 裝置圖.量子態(tài)分別入射分束器的兩個(gè)輸入口 a1和a2,發(fā)生干涉后,通過(guò)兩個(gè)單光子探測(cè)器在輸出口 b1和b2 進(jìn)行測(cè)量.根據(jù)單光子探測(cè)結(jié)果后選擇出符合測(cè)量結(jié)果.(b)基于Hong-Ou-Mandel干涉的量子全息.兩個(gè)輸入的量子態(tài)發(fā)生干涉后,在輸出口 b1和b2 做自由度內(nèi)可分辨的單光子測(cè)量,并通過(guò)后選擇篩選出符合測(cè)量結(jié)果Fig.1.Setup of Hong-Ou-Mandel interference: (a) General Hong-Ou-Mandel setup.The two input states enter input ports of beam splitter (BS) a1 and a2,respectively.After passing through the BS,the photon is recorded by single photon detectors at output ports b1 and b2,respectively.According to the single photon detection results,the coincidence counts are postselected.(b) Quantum holography based on Hong-Ou-Mandel interference.After interference at the BS,degree of freedom (DOF) resolved detections are applied at the output ports b1 and b2,respectively.According to the single photon detection results,the DOF resolved coincidence counts are postselected.

其中,E(+)(qi)和E(-)(qi) (i=1,2)代表輸出口電場(chǎng)算符的正頻部分和負(fù)頻部分;q為廣義坐標(biāo),可以代表空間、時(shí)間、頻率等不同維度,不同的q值代表在同一維度下的不同取值;〈·〉 表示對(duì)量子態(tài)取平均;為分束器兩個(gè)輸出口之間的二階關(guān)聯(lián)函數(shù),為分束器不同輸出口(i=1,2)的一階關(guān)聯(lián)函數(shù).HOM 干涉一般理論中,將光子當(dāng)作一個(gè)整體,即沒(méi)有考慮光子在坐標(biāo)等維度上的分布.在不考慮特定維度(如空間、頻率等)分辨測(cè)量時(shí),可忽略q.并且在模式相同情況下,用輸出口的湮滅算子(i=1,2)代替電場(chǎng)的正頻部分,產(chǎn)生算子(i=1,2)代替電場(chǎng)的負(fù)頻部分.(1)式簡(jiǎn)化為

2.1 單光子Fock 態(tài)之間的HOM 干涉

最初的HOM 干涉實(shí)驗(yàn)是采用自發(fā)參量下轉(zhuǎn)換產(chǎn)生的單光子完成的,要求兩個(gè)光子在頻率、偏振、空間模式、時(shí)間模式等各個(gè)維度上不可區(qū)分.該情況下輸入態(tài)表示為 |ψin〉=|1,1〉.二階關(guān)聯(lián)函數(shù)為

還可以通過(guò)量子態(tài)的演化過(guò)程分析符合計(jì)數(shù)的結(jié)果.當(dāng)分束器的輸入為兩個(gè)全同的單光子時(shí),演化過(guò)程為

可以看出,兩個(gè)光子要么同時(shí)從出口1 出射,要么同時(shí)從出口2 出射.這種現(xiàn)象稱作光子聚束效應(yīng),顯然不會(huì)產(chǎn)生符合計(jì)數(shù)結(jié)果.

當(dāng)兩個(gè)輸入光路之間存在相位噪聲干擾時(shí),輸入態(tài)表示為 |ψin〉=|1,1eiφn〉,其中φn表示隨機(jī)的相位噪聲.通過(guò)簡(jiǎn)單的計(jì)算可以發(fā)現(xiàn),在這種情況下和的數(shù)值保持不變,意味著干涉結(jié)果不受相位噪聲影響.此外,通過(guò)量子態(tài)的演化可以清晰地展示這種魯棒性.當(dāng)有相位噪聲時(shí),輸出態(tài)為 (|2b1〉-|2b2〉)eiφn/√.可以看出,相位噪聲作為雙光子波函數(shù)中的全局相位,不會(huì)對(duì)干涉結(jié)果產(chǎn)生影響.

2.2 相位隨機(jī)相干態(tài)之間的HOM 干涉

利用相位隨機(jī)的相干態(tài)也可以完成HOM 干涉實(shí)驗(yàn),此類干涉已經(jīng)廣泛地應(yīng)用于測(cè)量設(shè)備無(wú)關(guān)的量子密鑰分發(fā)協(xié)議中.相位隨機(jī)是指沒(méi)有確定的相位關(guān)系,實(shí)驗(yàn)實(shí)現(xiàn)方式就是在兩者之間有在0—2π 之間均勻分布的隨機(jī)相位φr.此外,在量子密鑰分發(fā)協(xié)議中用“獨(dú)立”一詞表示兩個(gè)相干態(tài)之間沒(méi)有確定的相位關(guān)系,即存在隨機(jī)相位,兩種表述物理含義相同.相干態(tài)記作 |α〉,輸入的量子態(tài)表示為 |ψin〉=|α,〉.因此二階關(guān)聯(lián)函數(shù)為

如果兩個(gè)輸入光路之間存在相位干擾,輸入態(tài)表示為 |ψin〉=

此時(shí)g(2)仍然是0.5,說(shuō)明輸入為相干態(tài)時(shí),干涉結(jié)果不受相位噪聲影響.

2.3 單光子Fock 態(tài)與相干態(tài)的HOM 干涉

當(dāng)一路為單光子態(tài),另一路為相干態(tài)時(shí),輸入態(tài)表示為 |ψin〉=|1,α〉,此時(shí)二階關(guān)聯(lián)函數(shù)為

在輸出口1 的一階關(guān)聯(lián)函數(shù)值為

注意,在這種情況下,二階關(guān)聯(lián)函數(shù)隨著相干態(tài)的平均光子數(shù) |α|2變化.當(dāng) |α|2?1 時(shí),相干態(tài)可以看作是單光子態(tài),=0.當(dāng) |α|2=1 時(shí),相干態(tài)的平均光子數(shù)為1,g(2)=0.25.當(dāng) |α|2?1 時(shí),相干態(tài)可以看作是經(jīng)典的強(qiáng)光,=1.

如果存在相位噪聲的干擾,輸入態(tài)可以表示為|ψin〉=.φn不會(huì)影響相干態(tài)的平均光子數(shù)的數(shù)值,即 |α|2=,因此這種情況下的HOM干涉同樣不受干擾.

3 基于HOM 干涉的量子全息

當(dāng)輸入兩路的光子在某個(gè)自由度上存在差異性時(shí),就會(huì)破壞以上理論的歸一化二階關(guān)聯(lián)函數(shù)值,光子之間的差異性也會(huì)反映在干涉結(jié)果中.從另一個(gè)角度,可以從干涉的結(jié)果中解譯光子之間的差異性,這便是HOM 量子全息的基本思想.注意,在第2 節(jié)分析的一般理論中,將光子看作一個(gè)整體,并不做自由度(空域、時(shí)域、頻域等)內(nèi)的區(qū)分探測(cè).但若要獲取光子之間在某個(gè)自由度內(nèi)的差異性,則需要對(duì)同一廣義坐標(biāo)不同q值之間進(jìn)行測(cè)量,才可以獲得更豐富的信息.因此,在HOM 量子全息中,(1)式中保留qi,且在模式相同情況下簡(jiǎn)化為

3.1 測(cè)量單光子態(tài)波函數(shù)

考慮結(jié)構(gòu)信息,單光子可以表示為

其中,ψtest(q) 為單光子的波函數(shù),|1q〉 表示單光子位于坐標(biāo)q處.可以通過(guò)已知的單光子態(tài)或相干態(tài)作為參考,去提取待測(cè)單光子態(tài)的信息.

輸出口1 的一階關(guān)聯(lián)函數(shù)值為

輸出口2 的一階關(guān)聯(lián)函數(shù)值為

歸一化的二階關(guān)聯(lián)函數(shù)為

可以看出,通過(guò)歸一化的方法將ψref(q) 消掉,量子態(tài)之間的差異信息T(q)和φ(q) 反映在干涉圖樣中,同時(shí)相位噪聲φn并不會(huì)破壞干涉結(jié)果.如果量子態(tài)之間僅存在相位之間的差異,即T(q)=1,則g(2)(q1,q2)=cos[φ(q1)-φ(q2)].若量子態(tài)之間不存在任何差異,即T(q)=1 且φ(q)=0,則g(2)(q1,q2)=0,和(5)式的結(jié)論一致.

輸出口1 的一階關(guān)聯(lián)函數(shù)值為

輸出口2 的一階關(guān)聯(lián)函數(shù)值為

歸一化的二階關(guān)聯(lián)函數(shù)為

通過(guò)歸一化處理,αref(q) 被消掉.量子態(tài)之間的差異性信息全部反映在干涉圖樣中.同樣,相位噪聲φn并不會(huì)對(duì)干涉結(jié)果產(chǎn)生影響.

如果量子態(tài)的波函數(shù)之間僅存在相位差異,即T(q)=1,則g(2)(q1,q2)=cos[φ(q1)-φ(q2)].若波函數(shù)之間無(wú)差異,即T(q)=1,φ(q)=0,此時(shí)相干態(tài)的平均光子數(shù)為1,則g(2)(q1,q2)=0.25.若ψtest(q)=1 且αref(q)=α,則有T(q)=1/α,g(2)(q1,q2)=|α|4/(1+|α|2)2,和(12)式一致.

3.2 測(cè)量相干態(tài)波函數(shù)

考慮光子的結(jié)構(gòu)信息,待測(cè)的相干態(tài)表示為

下面分析如何通過(guò)已知的單光子態(tài)或相干態(tài)作為參考,提取待測(cè)相干態(tài)的波函數(shù)信息.

參考態(tài)為單光子態(tài).參考態(tài)可以表示為|ψref〉=∫ψref(q)|1q〉dq.同樣,待測(cè)態(tài)的波函數(shù)可以表示為

二階關(guān)聯(lián)函數(shù)為

輸出口1 的一階關(guān)聯(lián)函數(shù)值為

輸出口2 的一階關(guān)聯(lián)函數(shù)值為

因此歸一化的二階關(guān)聯(lián)函數(shù)為

通過(guò)歸一化的方法,消掉參考態(tài)波函數(shù)ψref(q) 的影響,差異性信息全部反映在干涉圖案中.注意,相位噪聲φn對(duì)干涉圖樣沒(méi)有影響.

如果量子態(tài)波函數(shù)之間僅存在相位差異,即T(q)=1,則g(2)(q1,q2)=cos[φ(q1)-φ(q2)].如果兩個(gè)態(tài)的波函數(shù)相同,即T(q)=1 且φ(q)=0,此時(shí)相干態(tài)的平均光子數(shù)為1,則g(2)(q1,q2)=0.25.如果ψref(q)=1,βtest(q)=β,且僅存在相位差 異,則T(q)=β,g(2)(q1,q2)=|β|4/(1+|β|2)2,與(12)式結(jié)論一致.

參考態(tài)為相位隨機(jī)相干態(tài).參考態(tài)表示為|ψref〉=∏q|αref(q)〉.此時(shí),待測(cè)態(tài)的波函數(shù)表示為βtest(q)=αref(q)=αref(q)T(q)ei[φ(q)+φr+φn].φr為服從 0—2π 之間均勻分布的隨機(jī)相位.根據(jù)φr的分布計(jì)算二階關(guān)聯(lián)函數(shù)

輸出口1 的一階關(guān)聯(lián)函數(shù)值為

輸出口2 的一階關(guān)聯(lián)函數(shù)值為

因此歸一化的二階關(guān)聯(lián)函數(shù)為

通過(guò)歸一化的方法,將參考態(tài)波函數(shù)αref(q) 的影響消除.差異性信息全部反映在干涉圖案中.注意,相位噪聲φn對(duì)干涉圖樣沒(méi)有影響.

如果量子態(tài)之間僅存在相位差異,即T(q)=1,則g(2)(q1,q2)=1-cos[φ(q1)-φ(q2)].如果量子態(tài)之間不可區(qū)分,即T(q)=1 且φ(q)=0,則g(2)(q1,q2)=0.5,與(9)式結(jié)論一致.

綜上,已經(jīng)分析了基于HOM 量子全息的4 種情況,如表1 所列.通過(guò)測(cè)量不同廣義坐標(biāo)之間的歸一化二階關(guān)聯(lián)函數(shù),可以獲得量子態(tài)之間的差異性信息T(q)和φ(q),同時(shí)消除了參考態(tài)波函數(shù)的影響.需要強(qiáng)調(diào)的是,HOM 全息中兩個(gè)光子僅在某一維度q上波函數(shù)具有差異性,而在其他維度上光子波函數(shù)相同.利用HOM 干涉測(cè)量的是待測(cè)光子在某一維度下波前的相對(duì)變化,即兩個(gè)點(diǎn)q1和q2的相位差 [φ(q1)-φ(q2)],并不是絕對(duì)相位.因此在這種測(cè)量中可以消除整體隨機(jī)相位φn的影響.在文獻(xiàn) [14]中,通過(guò)計(jì)算HOM 干涉后的雙光子波函數(shù)來(lái)解讀波前測(cè)量的物理含義,經(jīng)過(guò)干涉后的雙光子波函數(shù)具有交換反對(duì)稱性,因此波函數(shù)的模方保留了不同坐標(biāo)之間的相位差異性.

表1 Hong-Ou-Mandel 量子全息的4 種情況Table 1.Four combinations in Hong-Ou-Mandel Holography.

在抵抗相位噪聲方面,量子全息(二階干涉)相比于經(jīng)典全息(一階干涉)在單光子探測(cè)條件下具有更明顯的優(yōu)勢(shì).經(jīng)典全息以Mach-Zehnder 干涉儀為例,單次測(cè)量結(jié)果正比于 cos[φ(q1)+φn].在單光子水平下,需要通過(guò)多次測(cè)量獲取φ(q1) 的分布.然而在多次測(cè)量過(guò)程中,由于平臺(tái)振動(dòng)等因素產(chǎn)生的整體隨機(jī)相位噪聲φn是隨著時(shí)間變化的,因此最終的測(cè)量結(jié)果正比于 cos[φ(q1)+φn(q1)],包含一項(xiàng)隨坐標(biāo)q1變化的相位噪聲φn(q1).相比之下,量子全息中的符合測(cè)量結(jié)果只與相位差[φ(q1)-φ(q2)] 有關(guān),隨機(jī)的整體相位噪聲φn不會(huì)對(duì)符合計(jì)數(shù)結(jié)果產(chǎn)生影響.因此量子全息方式可以更好地抵抗此類相位噪聲的干擾.

4 歸一化二階關(guān)聯(lián)函數(shù)值分布與重構(gòu)算法

根據(jù)理論公式(18),(22),(27) 和(31)式,計(jì)算在特定T(q)和φ(q) 情況下的歸一化二階關(guān)聯(lián)函數(shù)(干涉結(jié)果),結(jié)果如圖2 所示.其中圖2(a)和圖2(b)為設(shè)定的相位和振幅.圖2(c)—(f)依次為不同量子態(tài)輸入的情況下,g(2)(q1,q2) 的數(shù)值分布.以一維的振幅和相位為例,在HOM 全息中通過(guò)不同坐標(biāo)點(diǎn)q1和q2之間的符合測(cè)量,形成了二維的測(cè)量結(jié)果(圖2(c)—(f)).具體地,圖2(c)—(f)的函數(shù)值表示在不同量子態(tài)情況下,探測(cè)器1 位于q1并且探測(cè)器2 位于q2時(shí)的歸一化符合計(jì)數(shù)率.在具體的實(shí)驗(yàn)中,通過(guò)測(cè)量不同坐標(biāo)之間的符合計(jì)數(shù)率獲得圖2(c)—(f)的分布.

圖2 不同待測(cè)態(tài)和參考態(tài)下的歸一化二階關(guān)聯(lián)函數(shù)值分布 (a)相位;(b)振幅;(c)利用單光子態(tài)測(cè)量單光子態(tài)波函數(shù)的全息圖;(d)利用相干態(tài)測(cè)量單光子態(tài)波函數(shù)的全息圖;(e)利用單光子態(tài)測(cè)量相干態(tài)波函數(shù)的全息圖;(f)利用相位隨機(jī)相干態(tài)測(cè)量相干態(tài)波函數(shù)的全息圖Fig.2.Ideal normalized second-order correlation function of different quantum states: (a) Phase;(b) amplitude;(c) hologram of single photon state wave function measurement using single photon state;(d) hologram of single photon state wave function measurement using coherent state;(e) hologram of coherent state wave function measurement using single photon state;(f) hologram of coherent state wave function measurement using random phase coherent state.

根據(jù)歸一化的二階關(guān)聯(lián)函數(shù)值,可以直接反解量子態(tài)之間的差異性.根據(jù)不同的待測(cè)態(tài)和參考態(tài)分別介紹重構(gòu)算法.1)利用單光子態(tài)全息單光子態(tài).步驟1,計(jì)算振幅.從單路的計(jì)數(shù)率和參考態(tài)信息獲取振幅分布.步驟2,利用振幅分布和(18)式計(jì)算相位分布.2)利用相干態(tài)全息單光子態(tài).步驟1,計(jì)算振 幅.令q1=q2=q,此時(shí)g(2)(q1=q2)=1/(T(q)4+2T(q)2+1).振幅分布可以直接從圖2(d)的對(duì)角線獲得.步驟2,利用振幅分布和(22)式計(jì)算相位分布.3)利用單光子態(tài)全息相干態(tài).步驟1,計(jì)算振 幅.令q1=q2=q,此時(shí)g(2)(q1=q2)=T(q)4/(T(q)4+2T(q)2+1).振幅分布可以直接從圖2(e)的對(duì)角線獲得.步驟2,利用振幅分布和(27)式計(jì)算相位分布.4)利用相位隨機(jī)相干態(tài)全息相干態(tài).步驟1,計(jì)算振幅.令q1=q2=q,此時(shí)g(2)(q1=q2)=(T(q)4+1)/(T(q)4+2T(q)2+1).振幅分布可以直接從圖2(f)的對(duì)角線獲得.步驟2,利用振幅分布和(31)式計(jì)算相位分布.此外,根據(jù)ψtest(q)=ψref(q)T(q)ei[φ(q)+φn],T(q) 全部為正值,負(fù)值部分歸結(jié)為相位中存在 ei(2k+1)π相位差(其中k取整數(shù)).盡管T(q) 全部以偶次方項(xiàng)出現(xiàn)在單路計(jì)數(shù)率和符合計(jì)數(shù)率中,但并不影響重構(gòu)的準(zhǔn)確性.本文提出的波函數(shù)重構(gòu)方法,充分利用二階關(guān)聯(lián)函數(shù)值分布的特點(diǎn),僅通過(guò)簡(jiǎn)單的運(yùn)算就可以獲取振幅和相位信息.相比單光子全息工作中采用的最優(yōu)化方法[14],十分簡(jiǎn)潔.在具體的重構(gòu)計(jì)算中,僅涉及二次方程求根和三角函數(shù)運(yùn)算,且振幅均為正值,因此重構(gòu)結(jié)果具有唯一性.在振幅和相位信息提取算法中,首先通過(guò)單路計(jì)數(shù)或者歸一化二階關(guān)聯(lián)函數(shù)的對(duì)角線獲取振幅分布,再結(jié)合干涉圖樣計(jì)算相位分布.注意在單光子態(tài)和單光子態(tài)干涉的情況中,由于光子聚束效應(yīng),當(dāng)q1=q2,符合計(jì)數(shù)為0,因此無(wú)法從干涉圖樣的對(duì)角線提取振幅信息.

5 結(jié)論

本文建立了基于HOM 干涉的量子全息理論框架,如表1 所列.通過(guò)測(cè)量歸一化的二階關(guān)聯(lián)函數(shù),可以獲取待測(cè)態(tài)的波函數(shù)信息,同時(shí)消除了參考態(tài)波函數(shù)的影響.該全息方式的魯棒性得益于HOM 干涉方式以及符合測(cè)量方法.如果已知參考態(tài)波函數(shù)信息,利用量子全息方法,可以直接進(jìn)行量子態(tài)層析以及量子過(guò)程層析[20-22].該量子全息方法也可應(yīng)用于其他成像或者光學(xué)過(guò)程中,尤其是在單光子水平下可以更好地抵抗相位干擾.