Ohjelmoitavat taajuusalueen kvanttitilat nano-suunnitellussa piilaitteessa

Fotonit toimivat erinomaisina kvanttitiedon kantajina. Niillä on pitkät koherenssiajat huoneenlämmössä ja ne ovat väistämätön valinta kvanttiinformaation lähettämiseen pitkiä matkoja joko vapaassa tilassa tai valokuituverkon kautta. Kvanttitilan alustus on erityisen tärkeä tehtävä fotonisille kubiteille, koska sotkeutumisen säätäminen emission jälkeen ei ole triviaalia. Alustusstrategiat riippuvat kvanttiinformaation koodaamiseen käytetystä vapausasteesta, ja yleisin valinta kvanttiviestintään optisten kanavien kautta on aikavälikoodaus.¹. Tässä kahden kubitin tasot koostuvat siitä, että fotoni on yhdessä kaksiaikaikkunasta, yleensä muutaman nanosekunnin päässä toisistaan. Time-bin-koodaus on erittäin kestävä valokuitujen lämpökohinasta johtuville vaihevaihteluille, ja kubitit säilyttävät koherenssinsa jopa satojen kilometrien ajan^2,3. Kuitenkin sen tilan hallinta, jossa aikaväliin kietoutuneita fotoneja syntyy, on haastavaa ja epäkäytännöllistä nousevilla nanofotonisilla alustoilla. Kubittitilojen käsittelyssä sirulla dual-rail-koodaus, jossa kubitin kaksi tilaa vastaavat toisessa kahdesta optisesta aaltoputkesta etenevää fotonia, on ylivoimainen strategia.^4,5 ja on siten yleinen valinta kvanttilaskentaan ja kvanttisimulaatioon integroiduilla alustoilla. Tämä lähestymistapa ei kuitenkaan ole helposti yhteensopiva pitkän matkan siirtoyhteyksien kanssa, joissa käytetään joko optisia kuituja tai vapaan tilan kanavia.

Äskettäin taajuusaluekoodausta on ehdotettu ja se on kokeellisesti osoitettu houkuttelevaksi strategiaksi, joka voi yhdistää aikaväli- ja kaksiraiteisen koodauksen parhaat ominaisuudet.^{6,7,8,9,10,11}. Tässä lähestymistavassa kvanttiinformaatio koodataan fotonilla, jotka ovat eri taajuuskaistojen superpositiossa. Taajuussiiltoja voidaan käsitellä vaihemodulaattoreiden avulla, ja ne kestävät vaihekohinaa pitkän matkan etenemisessä. Uraauurtavissa tutkimuksissa on tutkittu taajuussäiliöön sotkeutuneiden fotonien muodostumista ja manipulointia integroiduissa resonaattoreissa. He ovat harkinneet kietoutuneiden fotoniparien kvanttitilatomografiaa¹², qudit-koodaus¹³, ja usean fotonin kietoutuvat tilat¹⁴. Kaikki kokeelliset tulokset ovat olleet saavutettavissa piinitridi- ja piioksinitridialustojen korkean Q-tason integroitujen resonaattoreiden äskettäisen kehityksen ansiosta.

Kaikesta tästä edistymisestä huolimatta joitakin esteitä on voitettava, jotta fotoniintegraation täysi hyöty voidaan hyödyntää. Nykyään taajuusaluekoodauksessa fotoniparien muodostuminen tapahtuu spontaanilla neliaaltosekoituksella yksirengasresonaattorissa, jolloin haluttu tila saavutetaan sirun ulkopuolella käyttämällä sähköoptisia modulaattoreita ja/tai pulssinmuotoilijoita. Ja koska kaupallisilla modulaattoreilla on rajallinen kaistanleveys, fotoneja erottava taajuusalue ei saa ylittää muutamaa kymmeniä gigahertsejä, mikä asettaa rajan resonaattorin maksimivapaalle spektrialueelle. Lopuksi, koska spontaani neljän aallon sekoitustehokkuus skaalautuu neliöllisesti resonaattorittoman spektrialueen kanssa¹⁵, on myös merkittävä kompromissi tuotantonopeuden ja käytettävissä olevien taajuusalueiden lukumäärän välillä.

Tässä työssä osoitamme, että nämä rajoitukset voidaan voittaa hyödyntämällä valonkäsittelyn joustavuutta nanofotonisessa alustassa ja tiheää optista integraatiota, joka on mahdollista piifotoniikassa. Lähestymistapamme perustuu halutun tilan rakentamiseen suoraan, sirulla ohjaamalla bifotoniamplitudien häiriötä, joka syntyy useissa koherentisti pumpatuissa rengasresonaattoreissa. Tilat voidaan siis rakentaa "pala kappaleelta" ohjelmoitavalla tavalla valitsemalla kunkin lähteen suhteellinen vaihe. Lisäksi, koska taajuusalueen etäisyys ei enää liity renkaan säteeseen, voidaan työskennellä erittäin hienojakoisilla resonaattoreilla, jotka saavuttavat megahertsien tuotantonopeudet. Nämä kaksi läpimurtoa, nimittäin korkeat emissionopeudet yhdistettynä korkeisiin vapaan spektrialueen arvoihin, sekä lähtötilan säätö sirussa olevilla komponenteilla, ovat mahdollisia vain käyttämällä useita renkaita: ne eivät olisi mahdollisia, jos taajuussiilot olisi koodattu atsimuutaaliin. yhden resonaattorin tilat.

Osoitamme, että samalla laitteella voidaan luoda kaikki superpositiot |00⟩|00⟩ ja |11⟩|11⟩ tiloja tai toisessa kokoonpanossa, jossa on eri taajuusvälit, kaikki superpositiot |01⟩|01⟩ ja |10⟩|10⟩ valtioita. Riittää, että ohjataan sirulla olevaa vaiheensiirrintä ja asetetaan pumpun kokoonpano asianmukaisesti. Tämä tarkoittaa, että kaikki neljä täysin erotettavissa olevaa laskennallisen perustan tilaa ja kaikki neljä maksimaalisesti kietoutunutta Bell-tilaa (∣∣Φ±⟩=(|00⟩±|11⟩)/2–√|Φ±⟩=(|00⟩±|11⟩)/2 ja ∣∣Ψ±⟩=(|01⟩±|10⟩)/2–√|Ψ±⟩=(|01⟩±|10⟩)/2) ovat saatavilla. Korkean sukupolven nopeuden ansiosta voimme suorittaa kvanttitilatomografian kaikista näistä tiloista saavuttaen tarkkuuden jopa 97.5 % puhtaudella lähes 100 %.

Laitteen kuvaus ja toimintaperiaate

Laite on kaaviomaisesti esitetty kuvassa. 1a. Rakennetta käytetään hyödyntämällä piiaaltoputken perustransversaalista sähköistä (TE) -moodia, 600 × 220 nm² poikkileikkaus, haudattu piidioksidiin. Kaksi piirengasresonaattoria (Ring A ja Ring B) all-pass-konfiguraatiossa toimivat fotoniparien lähteinä. Niiden säteet ovat noin 30 μm korkean tuotantonopeuden varmistamiseksi, eivätkä ne ole oikeassa suhteessa, joten kaksi vapaata spektrialuetta ovat erilaisia: FSR_A = 377.2 GHz ja FSR_B = 373.4 GHz, vastaavasti. Kaksi rengasta on kriittisesti kytketty väyläaaltoputkeen ja niiden resonanssilinjat voidaan virittää itsenäisesti resistiivisten lämmittimien avulla. Laite sisältää myös viritettävän Mach-Zehnder-interferometrin (MZI), jonka lähdöt on kytketty kahden viritettävän add-drop-suodattimen tuloon, joiden avulla voidaan ohjata kentän voimakkuutta ja suhteellista vaihetta, joilla rengas A ja rengas B pumpataan spontaani neljän aallon sekoituskoe¹⁶.

 

a Kaavio laitteesta, jossa Mach Zehnder -interferometriä (MZI) käytetään ohjaamaan optista pumppaustehoa kahteen tuottavaan renkaaseen (Ring A ja Ring B) kahden add-drop-suodattimen (F) kautta. Pumpun suhteellista vaihetta molemmille renkaille ohjataan lämpösähköisellä vaiheensiirtimellä. b-d Näytteen lineaarinen karakterisointi väyläaaltoputken kautta, kun laitetta käytetään konfiguraatiossa Φ. Yksityiskohta välitysspektristä joutopyörän ympärillä (paneeli b, m = -5), pumppu (paneeli c, m = 0) ja signaali (paneeli d, m = +5) vyöhykkeet osoittavat molempiin rengasresonaattoreihin kuuluvia resonansseja, jotka tunnistetaan vastaavasti leimalla A ja B. Tässä kokoonpanossa rengas B liittyy |0⟩s, I |0⟩s, I taajuusalueet sekä signaalille että joutokäynnille, kun taas rengas A liittyy |1⟩s, I |1⟩s, I resonanssit sekä signaalille että joutokäynnille. e-g Sama kuin paneelit b-d, mutta laite on asetettu konfiguraatioon Ψ. Tässä rengas A vastaa |0⟩s|0⟩s resonanssi signaalille ja |1⟩i|1⟩i resonanssi joutopyörälle, rengas B vastaa |1⟩s|1⟩s resonanssi signaalille ja |0⟩i|0⟩i resonanssi joutilaalle.

Täysikokoinen kuva

Lineaariset lähetysmittaukset väylän aaltoputken kautta on esitetty kuvassa. 1b–g. Ensimmäisessä kokoonpanossa (kuva. 1b–d), johon viitataan myöhemmin nimellä "Φ", kaksi renkaan A ja renkaan B resonanssia on kohdistettu spektraalisesti, jotta niitä voidaan myöhemmin käyttää pumppaamiseen, joten kuvassa 194 THz:llä (1545 nm) havaitaan vain yksi lähetyskuvio. . 1c. Koska renkaalla A ja renkaalla B on erilaiset vapaat spektrialueet, muut resonanssit eivät ole kohdakkain, ja toinen havaitsee kaksoisdips, joiden väli on Δ(m) = ∣m∣(FSR_A − FSR_B), kanssa m on pumpun resonanssin atsimuuttijärjestys. Kuvassa 1b ja d, piirrämme vastaavan lähetyksen kaksoispudotuksen m = − 5 ja m = +5, nimeltään "idler" ja "signal". Sekä signaali- että joutokäyntikaistalla renkaan A ja renkaan B resonanssit erotetaan toisistaan ​​Δ = 19 GHz:llä. Myöhemmin näitä kahta taajuutta käytetään kubittien kahden tilan koodaamiseen siten, että signaali- ja joutotaajuusparit edustavat kahta kubittia. Tästä syystä kuvassa 1b ja d, nimeämme |0⟩s, I |0⟩s, I kaksi taajuusaluetta lähempänä pumppua ja |1⟩s, I |1⟩s, I kaksi siiloa kauempana pumpusta aiempien taajuussiilojen sotkeutumiseen liittyvien töiden mukaisesti⁶. Laitteemme voi toimia myös eri kokoonpanossa, johon viitataan nimellä "Ψ". Tässä rengas A ja rengas B on lämpöviritetty siten, että resonanssit vastaavat tiloja |0⟩i|0⟩i ja |1⟩s|1⟩s kuuluvat renkaaseen B ja vastaavat |0⟩s|0⟩s ja |1⟩i|1⟩i kuuluvat renkaaseen A (katso kuva. 1esim). Kuten kaikista kuvassa olevista paneeleista voidaan nähdä. 1b–g, kahden generoivan renkaan resonansseilla on laatutekijät Q ≈ 150 000 (täysleveys puolessa maksimissaan Γ ≈ 1.3 GHz), mikä takaa hyvin erotetut taajuusalueet ja korkeat tuotantonopeudet.

Laitteen perustoimintaperiaate on seuraava: (i) Rengas A ja rengas B asetetaan oikeaan kokoonpanoon (esim. Φ) ohjaamalla lämpövirittimiä; (ii) Pumpun teho jakautuu koherentisti kahden renkaan kesken vaaditulla suhteellisella vaiheella ja amplitudilla joko MZI:n kautta tai suoraan väyläaaltoputken kautta; (iii) Fotoniparit kerätään väyläaaltoputkeen halutun tilan tuloksena kahden fotonin tilojen koherentista superpositiosta, jotka kukin rengas synnyttäisi erikseen.

Spontaani neliaaltosekoitus

Fotonien tuoton tehokkuus spontaanin neliaaltosekoituksen (SFWM) avulla arvioitiin kahdelle renkaalle asettamalla laite konfiguraatioon Ψ, mikä on kätevää pumpata jokainen rengas yksitellen väylän aaltoputken läpi. Kaksi resonaattoria pumpattiin ulkoisella viritettävällä laserilla, ja sirulähtö erotettiin signaalin (194.7–197.2 THz), pumpun (192.2–194.7 THz) ja joutokäynnin (189.7–192.2 THz) kaistalla telekommunikaatiotason karkealla. aallonpituusjakoinen multiplekseri (katso lisäkuva XNUMX). 1). Syntyneet signaalit ja tyhjäkäynnistysfotonit kapeakaistasuodatettiin sitten käyttämällä viritettävää Bragg-hilaa, jossa oli 8 GHz:n pysäytyskaista ja reititettiin suprajohtavaan yksifotoni-ilmaisimiin. Kokonaisliitäntähäviöt väyläaaltoputkesta ilmaisimiin ovat 6 ja 7 dB signaali- ja idler-kanaville, vastaavasti. Kokeen tulokset on koottu kuvioon. 2. Molemmilla renkailla on samanlainen tuotantotehokkuus η=R/P2wg�=�/�wg2, kanssa η_A = 57.6 ± 2.1 Hz/μW² renkaalle A ja η_B = 62.4 ± 1.7 Hz/μW² renkaalle B¹⁵. Sisäinen parin muodostumisnopeus R voi ylittää 2 MHz molemmilla rengasresonaattoreilla (kuva XNUMX). 2a). Korkea sattuman ja onnettomuuden välinen suhde (CAR) ylittää 10² saatiin mille tahansa syöttötehon arvolle, mikä on välttämätön edellytys generoidun tilan korkean puhtauden varmistamiseksi (kuva XNUMX). 2b).

Parien luominen spontaanilla neliaaltosekoituksella käyttämällä laitteen kahta rengasta. Kaksi resonanssijoukkoa siirretään siten, että kaikki resonanssit ovat erotettuja (konfiguraatio Ψ). Viritettävä laser viritetään resonanssilla joko renkaan A tai renkaan B kanssa, ja siihen liittyvät signaalit ja joutokäyntifotonit havaitaan. Samanlaiset sattumaluvut (a) havaitaan, mikä todistaa, että näillä kahdella renkaalla on samanlainen generointitehokkuus. Inset näyttää esimerkkihistogrammin fotonien saapumisaikaviiveistä. Paneeli b näyttää lasketun CAR:n, joka osoittaa tyypillisen vähennyksen syöttötehon korkeammille arvoille korkeamman kertaluvun fotonitilojen synnyttämisen vuoksi.

Täysikokoinen kuva

Siirrymme nyt luotujen fotoniparien spektrisiin ominaisuuksiin ja takertumisen osoittamiseen. Asetamme laitteemme toimimaan Φ-konfiguraatiossa, jota käytetään myöhemmin luomaan maksimaalisen sotkeutuneen tilan

jossa |00⟩=|0⟩s|0⟩i|00⟩=|0⟩s|0⟩i, |11⟩=|1⟩s|1⟩i|11⟩=|1⟩s|1⟩i, ja vaihe θ voidaan säätää toimimalla lämpösähköiseen vaiheensiirtimeen interferometrin jälkeen (katso lisähuomautus 1); θ = 0 ja θ = π vastaavat tunnettuja Bellin tiloja ∣∣Φ+⟩|Φ+⟩ ja ∣∣Φ-⟩|Φ−⟩, vastaavasti. Vastaava signaali- ja tyhjäkäyntikaistojen SFWM-spektri on esitetty kuvassa. 3a ja b (yläpaneelit); laite viritettiin sähköisesti asettumaan θ = 0, pumpun teholla, jaettu tasaisesti renkaiden A ja B kesken MZI:tä käyttämällä. Tässä keskitymme atsimuuttijärjestykseen m = ±5, jolloin generoidut taajuusalueet ovat erotettavissa marginaalisignaalin ja tyhjäkäynnin spektrissä.

Normalisoidut spontaanit neljän aallon sekoitusspektrit tyhjäkäynnille ja b signaalikanavat demultipleksoinnin jälkeen sekä ilman modulaatiota (ylemmät paneelit) että läsnä ollessa (alapaneelit). Säiliöparin tilaus m pumpun resonanssien osalta on merkitty, kun taas add-drop-suodattimen renkaissa syntyvä spontaani neljän aallon sekoittuminen on merkitty F:llä. Huomaa, että huolimatta kunkin resonanssin erilaisesta uloskytkentätehokkuudesta ja spektrometrin rajallisesta resoluutiosta, se on edelleen on mahdollista tarkkailla odotettua symmetriaa generoitujen siilojen intensiteetissä ja kuinka säiliön etäisyys kasvaa atsimuuttijärjestyksessä m. Alemmat paneelit osoittavat kaksisivukaistaisen vaimennetun kantoaallon modulaation vaikutuksen signaali- ja tyhjäkäyntispektreihin, joissa vain ensimmäisen asteen sivukaistat säilyvät. Tässä esitetyt spektrit liittyvät yhtälön kuvaaman tilan luomiseen. (1), johon valitsimme θ = π (Kellon tila ∣∣Φ-⟩|Φ−⟩). Analogiset spektrit ovat saavutettavissa mille tahansa tässä työssä käsitellylle laitekokoonpanolle.

Täysikokoinen kuva

Kahden fotonin häiriö

Kietoutumisen osoittamiseksi demultipleksoitu signaali ja tyhjäkäynnistysfotonit reititettiin (katso lisäkuva XNUMX). 1) kahteen intensiteetin sähköoptiseen modulaattoriin (EOM), joita ohjataan johdonmukaisesti FM = 9.5 GHz, mikä vastaa puolta valitun atsimuuttijärjestyksen taajuusalueen erosta m = ±5. Modulaattorit toimivat minimilähetyspisteessä (eli esijännitteellä V_π) kaksisivukaistaisen vaimennetun kantoaallon amplitudimodulaation saavuttamiseksi. Moduloivan RF-signaalin amplitudi valittiin maksimoimaan kantoaallosta ensimmäisen asteen sivukaistoihin siirrettävä teho modulaatiotehokkuudella noin -4.8 dB, mikä vastaa modulaatioindeksiä β ≈ 1.7. Näitä häviöitä voidaan vähentää integroimalla modulaattorit sirulle. Lisäksi lähestymistapamme mahdollistaa sellaisten taajuusvälien käytön, jotka ovat mahdollisesti paljon pienempiä kuin modulaattoreiden taajuuskatkaisu. Tämä mahdollistaa monimutkaisten aallonpituuden siirtomodulaatiotekniikoiden käytön^17,18 välttääksesi kaksoissivukaistan syntymisen ja siitä johtuvan 3 dB:n lisähäviön.

Tuloksena oleva spektri on esitetty kuvan XNUMX alemmissa paneeleissa. 3a ja b, joista voidaan tunnistaa kolme huippua. Itse asiassa, ottaen huomioon valitun moduloidun taajuuden, keskimmäinen johtuu alas- ja ylemmäksi muunnettujen alkuperäisten laatikoiden päällekkäisyydestä. Kvanttioptiikan näkökulmasta tämä operaatio saavuttaa alkuperäisten taajuusalueiden kvanttihäiriöt¹² samalla tavalla kuin mitä voidaan tehdä aikasäiliöillä Franson-interferometrissä^19,20. Tässä kvanttihäiriöiden saavutettavissa oleva näkyvyys riippuu signaalin ja tyhjäkäynnin fotonin kahta taajuusaluetta koodaavien moodien spektrien oikeasta superpositiosta, kuten kuvassa XNUMX on esitetty. 4a.

a Kaavio modulaation vaikutuksesta generoituun joutopyörän (punainen) ja signaalin (sininen) taajuusalueeseen. Taajuussekoitus tuottaa karttoja jokaisesta signaalin ja tyhjäkäynnin tilasta kolmen taajuuskomponentin superpositiossa: uloimmat muistuttavat todennäköisyysamplitudia, joka on verrannollinen |0⟩s, I |0⟩s, i or |1⟩s, I |1⟩s, I, kun taas "keskisäiliö" johtaa näiden kahden päällekkäisyyteen. Jokainen taajuussiirretty laatikko saa myös vaiheen ± φ_{s, minä} modulaation takia. Muodostettujen siilojen superpositiota säätelee modulaatiotaajuus, ja päällekkäisyys maksimoidaan, kun FM = Δ/2, kun saavutetaan luotujen siilojen täydellinen erottamattomuus. b Kahden fotonin korrelaatio G(2)1,2�1,2(2) taajuudella sekoitettujen siilojen virityksen funktiona FM − Δ/2. Kokeelliset pisteet (mustat pisteet) saatiin laskemalla yhteensopivuuksia taajuudella sekoitettujen siilojen välillä vaihtelevilla modulaatiotaajuuksilla pitäen samalla modulaatiovaihe kiinteänä ja normalisoimalla. Virhepalkit (vaaleanharmaat) arvioitiin Poissonin tilastojen perusteella. Sininen käyrä edustaa parasta käyrää yhtälön mukaan. (2), osoittaa hyvää yhteisymmärrystä (c) teoreettisilla ennusteilla.

Täysikokoinen kuva

Koinsidenssilaskentaa varten moduloidut signaali- ja joutokäyntifotonit suodatettiin käyttämällä kapeakaistaisia ​​kuitu-Bragg-hilejä vain keskilinjan valitsemiseksi vastaavan modulaattorin lähdöstä ja reititettiin yksifotoni-ilmaisimiin. Tämän kokeen tulokset on esitetty kuvassa. 4b ja c modulaatiotaajuuden funktiona. Korrelaation nopea värähtely johtuu fotonien eri vaiheista eteneessään laitteesta EOM:iin. Jos resonanssit jakavat saman Q kerroin ja kytkentätehokkuus, koinsidenssisuhde on verrannollinen ristikorrelaatiofunktioon (katso lisähuomautus 3):

jossa δT = t_i - t_s on ero joutokäynnin ja signaalin saapumisaikojen välillä vaalitarkkailuvaltuuskunnilla, ja φ_si) on signaalin (idler) modulaattorin ajovaihe. Kuva 4b osoittaa hyvää yhtäpitävyyttä koetulosten ja yhtälön kuvaaman käyrän välillä. (2) varten φ_s - φ_i = θ/ 2 ja δT = 8.5 ns, mikä vastaa noin 2 metrin polkueroa idler- ja signaalin EOM:ien välillä asetuksissamme. Mallin pienimmän neliösumman sovituksesta saatu käyrän näkyvyys on V = 98.7 ± 1.2 %. Kahden fotonin korrelaatio saavuttaa maksimiarvonsa G(2)s, I (FM)≈2�s, i(2)(�m)≈2 kun FM = Δ/2, kuten on esitetty muissa taajuussiilojen kietoutumista koskevissa töissä¹². Lähteen suuren kirkkauden ansiosta ilmaisimien koinsidenssilukemat pysyvät selvästi melutason yläpuolella, vaikka modulaattoreiden aiheuttamat lisähäviötkin olisivat, kun CAR-taso on > 50 ja havaittu koinsidenssitaajuus > 2 kHz, mikä tarkoittaa korkeaa häiriökuviota. näkyvyys.

Nämä tulokset käsissämme päätimme FM = Δ/2 ja vaihteli φ_s suorittaa Bellin kaltaisen kokeen. Vastaavat kvanttihäiriökäyrät on raportoitu lisähuomautuksessa 2.

Kvanttitilatomografia

Lopuksi osoitamme, että laitettamme voidaan käyttää luomaan suoraan sirulle taajuus-bin fotonipareja, joilla on ohjattava lähtötila. Jokaiselle tutkitulle kokoonpanolle suoritimme kvanttitilatomografian²¹. Ensin pidimme laitteen konfiguraatiossa Φ, jossa rengas A ja rengas B generoivat fotonipareja tilassa |0⟩s, I |0⟩s, i ja |1⟩s, I |1⟩s, I, vastaavasti. Näin ollen laskennallisen perustan kaksi tilaa |00⟩=|0⟩s|0⟩i|00⟩=|0⟩s|0⟩i ja |11⟩=|1⟩s|1⟩i|11⟩=|1⟩s|1⟩i voidaan generoida pumppaamalla valikoivasti vain sopivaa resonaattoria, kuten kuvassa XNUMX on esitetty. 5a ja b. Tilat karakterisoitiin kvanttitilatomografialla^12,21,22, kuten menetelmät-osiossa on kuvattu. Molemmissa tapauksissa tilat toistetaan tarkasti, tarkkuus ja puhtaus ylittävät 90%.

Sarakkeet vasemmalta oikealle viittaavat vastaavasti tiloihin: |00⟩|00⟩, |11⟩|11⟩, ∣∣Φ+⟩|Φ+⟩ja ∣∣Φ-⟩|Φ−⟩. a-d Laitteen pumppauskaavio kullekin luodulle tilalle. Pumppulaserin kattama reitti on korostettu punaisella. Sukupolvirenkaat A ja B osoitetaan selektiivisesti vaikuttamalla viritettävään MZI:hen, kun taas pumpun suhteellista vaihetta muutetaan lämpövaiheensiirtimen avulla. e-h Todellinen ja g-l rekonstruoitujen tiheysmatriisien kuvitteelliset osat kullekin generoidulle tilalle, arvioituna maksimitodennäköisyyden menetelmällä. F, Pja EF osoittavat vastaavasti kunkin rekonstruoidun tilan muodostumisen tarkkuuden, puhtauden ja sotkeutuvuuden.

Täysikokoinen kuva

Toisessa kokeessa MZI:tä käytettiin pumpun tehon jakamiseksi niin, että todennäköisyys luoda fotonipari renkaassa A ja renkaassa B ovat yhtä suuret. Jos pumpun teho on niin alhainen, että kahden fotoniparin emittoimisen todennäköisyys on mitätön, generoidut taajuussiilot ovat tilassa |Φ(θ)⟩|Φ(�)⟩ kuvataan yhtälössä. (1), jossa vaihekerroin θ ohjataan vaiheensiirtimellä MZI:n jälkeen. Asettamalla θ = 0 tai π, pystyimme luomaan kaksi Bell-tilaa ∣∣Φ+⟩|Φ+⟩ ja ∣∣Φ-⟩|Φ−⟩, vastaavasti (katso kuva. 5c ja d). Tiheysmatriisin todelliset ja imaginaariset osat on esitetty kuvassa. 5g, h, k ja l. Kuten odotettiin, löysimme tiheysmatriisin reaaliosasta nollasta poikkeavia diagonaalisia termejä, jotka osoittavat sotkeutumista. Näissäkin tapauksissa laite pystyy tuottamaan halutun tilan puhtaudella ja tarkkuudella yli 90 %. Muodostumisen sotkeutuminen, ansioluku luotujen parien sotkeutumisen kvantifioimiseksi²³, erotettiin mitatuista tiheysmatriiseista, jolloin saatiin arvot > 80 % kahdelle Bell-tilalle, kun taas arvot < 20 % kahdelle erotettavissa olevalle tilalle |00⟩|00⟩ ja |11⟩|11⟩.

Laitteemme voi toimia myös Ψ-konfiguraatiossa, jolloin rengasresonanssit on järjestetty kuvan XNUMX mukaisesti. 1esim. Tässä tapauksessa voidaan generoida myös kaksi jäljellä olevaa laskennallista kantatilaa |01⟩|01⟩, |10⟩|10⟩ ja kaksi jäljellä olevaa Bellin osavaltiota ∣∣Ψ+⟩|Ψ+⟩ ja ∣∣Ψ-⟩|Ψ−⟩. Huomaa, että tässä kokoonpanossa kahden rengasresonaattorin pumpun resonanssit eivät ole kohdakkain (kuva XNUMX). 1f).

Kun luot kahta erotettavaa tilaa, joko rengas A (generoida |01⟩|01⟩) tai rengas B (luomaan |10⟩|10⟩) pumpattiin väylän aaltoputken läpi yksinkertaisesti virittämällä pumppu vastaavaan resonanssiin (katso kuva. 6a ja b). Kahden Bell-tilan muodostamiseksi pumpun pulssispektri (joka on viritetty olemaan näiden kahden resonanssin keskellä) muotoillaan ulkoisella EOM:lla, jota käytetään taajuudella, joka vastaa puolta kahden pumpun resonanssin erosta (FM_,p = Δ_p/2 = 19 GHz) (katso kuva. 6c ja d sekä Menetelmät-osio). Pumppaussuhdetta ja kahden renkaan välistä vaihetta säädettiin räätälöimällä modulaatiota yhtä suuren todennäköisyyden amplitudin saamiseksi yhden fotonin parin muodostamiselle tiloille |01⟩|01⟩ ja |10⟩|10⟩ vastaavasti pitäen silti kaksinkertaisen parin muodostumisen todennäköisyyden merkityksettömänä. Superposition suhteellista vaihetta voidaan ohjata säätämällä EOM-ajovaihetta valitaksesi jompikumpi ∣∣Ψ+⟩|Ψ+⟩ or ∣∣Ψ-⟩|Ψ−⟩.

Sarakkeet vasemmalta oikealle viittaavat vastaavasti tiloihin: |01⟩|01⟩, |10⟩|10⟩, ∣∣Ψ+⟩|Ψ+⟩ja ∣∣Ψ-⟩|Ψ−⟩. a-d Laitteen pumppauskaavio. Väyläaaltoputkea käytetään pumpun tulona, ​​kun taas generointirenkaiden resonanssit käsitellään pumpun spektrimuodolla (modulaatiolla), joka suoritetaan ennen kytkentää siruun. Renkaiden A ja B välinen suhteellinen generointivaihe viritetään säätämällä tulomodulaattoriohjaimen vaihetta. e-l Rekonstruoidut tiheysmatriisit kullekin generoidulle tilalle (katso kuvan XNUMX otsikko). 5 yksityiskohtia varten).

Täysikokoinen kuva

Neljä luotua tilaa karakterisoitiin kvanttitilatomografialla kuten edellisessä tapauksessa. Korostamme kuitenkin, että tässä signaalin kaksi erilaista säiliövälin arvoa (Δ_s = 19 GHz) ja tyhjäkäynti (Δ_i = 3Δ_s = 57 GHz) käytettiin kubitteja. Vaikka tämä ei ole ongelma kietoutumisen syntymiselle, koska kahden kubitin Hilbert-avaruus on rakennettu kahden kubitin Hilbert-avaruuksien tensoritulosta, joilla on erilaiset arvot Δ:lle_s ja Δ_i, se tarjosi meille mahdollisuuden esitellä ensimmäistä kertaa taajuus-bin-tomografiaa epätasaisten välien havaitsemiseksi. Tämä tehdään käyttämällä signaali- ja tyhjäkäynnistysominaisuutta (katso lisäkuva XNUMX). 1) eri taajuuksilla, jotka vastaavat puolta vastaavien resonanssien taajuusvälistä.

Koetulokset on esitetty kuvassa. 6e-l. Kaikki neljä tilaa valmistettiin siten, että tarkkuus oli lähellä tai yli 90 % ja puhtaus 85-100 %. Muodostumisen kietoutuminen on alle 5 % erotettavissa oleville tiloille |01⟩|01⟩ ja |10⟩|10⟩, kun taas Bellin osavaltioissa yli 80 % ∣∣Ψ+⟩|Ψ+⟩ ja ∣∣Ψ-⟩|Ψ−⟩, odotetusti. Rekonstruoidut tiheysmatriisit osoittavat lisääntynyttä kohinaa verrattuna kuvassa XNUMX esitettyihin. 5 koska idler-modulaattorimme modulaatiotehokkuus pieneni merkittävästi näin korkealla taajuudella, mikä johti lisähäviöihin ja laski ilmaisimien laskentanopeutta (katso Menetelmät-osio).

Skaalautuvuus korkeamman ulottuvuuden tiloihin

Lähestymistapamme voidaan yleistää taajuus-bin quditeiksi skaalaamalla koherentisti virittyneiden renkaiden lukumäärää. Annamme periaatteellisen osoituksen tästä ominaisuudesta käyttämällä erilaista laitepalvelinta d = 4 rengasta ja add-drop-suodattimet. Neljällä lähteellä, jotka on merkitty A, B, C ja D, on säteet R_j = R₀ + jδR (kanssa j = 0, …, d − 1), missä R₀ = 30 μm ja δR = 0.1 μm, mikä johtaa ~9 GHz:n säiliöväliin 7 FSR:llä pumpusta. Laitteen spektrivaste väyläaaltoputken lähdössä, joka on esitetty kuvassa. 7a, näyttää neljä yhtä kaukana olevaa siiloa (merkitty numeroilla 0, 1, 2, 3), jotka liittyvät signaaliin ja joutopyörän fotoneihin, sekä renkaiden päällekkäiset resonanssit pumpun taajuudella. Kuten kubittien tapauksessa, käytimme MZI-puuta pumpun jakamiseen neljään polkuun, joista jokainen syötti erilaista add-drop-rengassuodatinta, jota käytetään ohjaamaan kentän voimakkuutta fotoniparilähteissä. Keskityimme kykyyn luoda neljä laskennallista kantatilaa ja kaksiulotteiset Bell-tilat, jotka muodostuvat vierekkäisistä taajuussäiliöpareista. Ensin add-drop-suodattimet viritetään resonanssiin yksi kerrallaan. Tämä valitsee luotavan laskennallisen perustilan. Luonnehdimme näitä tiloja suorittamalla a Z-pohjainen korrelaatiomittaus, eli projisoimalla signaali ja tyhjäkäyntifotoni Z-perusta {|l⟩s|m⟩i},l(m)=0,1,2,3{|�⟩s|�⟩i},�(�)=0,1,2,3, mittaamaan tasaisuutta ja ylikuulumista neljän taajuusalueen välillä. Kuvassa esitetyistä korrelaatiomatriiseista. 7b–e, oli mahdollista mitata sattumanlukujen suhde kaikki taajuuskorrelaation perusteella |l⟩s|l⟩i|�⟩s|�⟩i siihen korreloimattomassa perustassa ∑_l≠vain, ja se on noin kaksi suuruusluokkaa. Voisimme kompensoida eri perustilojen hieman erilaista amplitudia toimimalla sisäänmenon MZI-puuhun. Toiseksi vierekkäisiin taajuussäiliöpareihin 0–1, 1–2 ja 2–3 liittyvät add-drop-suodattimet viritetään resonanssiin yksi kerrallaan, jolloin syntyy Bell-tilat. ∣∣Φ+⟩0,1|Φ+⟩0,1, ∣∣Φ+⟩1,2|Φ+⟩1,2 ja ∣∣Φ+⟩2,3|Φ+⟩2,3, oleminen ∣∣Φ+⟩l,m=(|ll⟩+|mm⟩)/2–√|Φ+⟩�,�=(|��⟩+|��⟩)/2. Kvanttihäiriöiden näkyvyys arvioidaan sekoittamalla vastaavat taajuusalueet sähköoptisen modulaattorin kanssa. Toisin kuin kubittikokeessa, tässä valitsemme modulaatiotaajuuden, joka vastaa siilojen välistä spektrierotusta. Käytimme vaihemodulaattoreita, jotka oli konfiguroitu luomaan ensimmäisen asteen sivukaistoja, joiden amplitudi on yhtä suuri kuin peruskaistan amplitudi, ja kirjasimme yhteensattumat signaali-/tyhjäkäyntialoihin 0, 1, 2 ja 3. Tuloksena saadut Bell-käyrät, jotka on esitetty kuvassa. 7f, on näkyvyyttä V_0,1 = 0.831 (5), V_1,2 = 0.884(6) ja V_2,3 = 0.81(1), mikä osoittaa bin-parien välisen sotkeutumisen kaikissa tapauksissa. On syytä huomata, että kuten kaksiulotteisessa tapauksessa, suhteellinen vaihe kolmen Bell-käyrän välillä kuvassa XNUMX. 7f voidaan säätää käyttämällä sirulla sijaitsevia vaiheensiirtimiä maksimaalisen kietoutuvan korkean ulottuvuuden Bell-tilojen toteuttamiseksi.

a Laitteen normalisoitu siirtospektri, jota käytetään korkeamman ulottuvuuden tilojen luomiseen. Laitteen asettelu on samanlainen kuin kuvassa. 1a, mutta mukana on neljä sukupolven rengasta (merkitty A, B, C, D). Paneeleissa vasemmalta oikealle näkyvät vastaavasti joutopyörän, pumpun ja signaalin resonanssit, jotka liittyvät vastaaviin neljään mukana olevaan renkaaseen. b-e Korrelaatiomatriisit, jotka näyttävät koinsidenssilukemat kullekin resonaattoriparille pumpattaessa vastaavasti renkaita A, B, C, D. f Kellotyyppiset kvanttihäiriömittaukset suoritetaan generoiduille tiloille ∣∣Φ+⟩0,1|Φ+⟩0,1 (oranssit pisteet), ∣∣Φ+⟩1,2|Φ+⟩1,2 (vihreät pisteet) ja ∣∣Φ+⟩2,3|Φ+⟩2,3 (sinisiä pisteitä).

Täysikokoinen kuva

Osoitimme, että suuri valikoima erotettavissa olevia ja maksimaalisesti kietoutuneita tiloja, mukaan lukien mikä tahansa lineaarinen superpositio {|00⟩,|11⟩}{|00⟩,|11⟩} or {|01⟩,|10⟩}{|01⟩,|10⟩}, voidaan tuottaa käyttämällä taajuusaluekoodausta yhdessä ohjelmoitavassa nanofotonisessa laitteessa, joka on valmistettu olemassa olevilla piin fotonitekniikoilla, jotka ovat yhteensopivia usean projektin kiekkojen kanssa. Tämä takaa, että nämä laitteet ovat saatavilla laajaan käyttöön sovelluksissa, jotka vaihtelevat kvanttiviestinnästä kvanttilaskentaan.

Lähestymistapamme muodostaa innovatiivisen paradigman taajuussäiliölaitteiden integroinnissa, joka menee paljon pitemmälle kuin bulkkistrategioiden miniatyrisointi. Itse asiassa, toisin kuin aikaisemmissa toteutuksissa, kaikki tilat luodaan laitteen sisällä ilman, että yksittäisen alkutilan manipulointi on sirun ulkopuolista. Muodostetun tilan ohjattavuuden osoitettiin olevan helposti saavutettavissa sirulla termooptisten toimilaitteiden sähköisellä ohjauksella yhdessä konfiguraatiossa (Φ) ja räätälöimällä pumpun spektriominaisuuksia toisessa (Ψ). Laitteen tulevassa versiossa useamman kuin kahden renkaan käyttö tilan määrittämiseen mahdollistaa sen, että kahdella kokoonpanolla on sama taajuusväli kubiteille. Tämän seurauksena laite pystyy tuottamaan kaikki neljä Bell-tilaa, joilla on samat fysikaaliset ominaisuudet, kuten äskettäin osoitettiin käyttämällä ulkoista jaksollisesti napattua litiumniobaattikidettä.²⁴; sitä käytetään myös tutkimaan enemmän kahden kubitin Hilbert-avaruutta.

Koska lähestymistapamme mukaan taajuussiilojen etäisyyttä rajoittaa vain resonaattorin linjanleveys, sähköoptisten modulaattoreiden vaatimukset ovat huomattavasti lievempiä verrattuna aikaisempiin toteutuksiin. Itse asiassa, kuten tässä työssä osoitettiin, taajuussiilojen erotus on yhteensopiva olemassa olevien piiintegroitujen modulaattoreiden kanssa²⁵. Siten voidaan ennakoida laitteemme tuleva kehitys, joka sisältää modulaattoreita, jotka on integroitu sirulle. Tämä lisää entisestään sen soveltuvuutta käytännön sovelluksiin, kuten kvanttiavainten jakeluun ja kvanttiviestintään yleensä. Lisäksi kyky valita itsenäisesti roskaväli Δ molemmille kubiteille, kuten kuvassa XNUMX on esitetty. 1b–g, osoittaa lisäjoustavuutta valittaessa perustaa taajuusaluekoodaukselle, jota voidaan hyödyntää lähteen suunnittelussa.

Tässä esitetty lähestymistapa on skaalautuva, sillä voidaan suunnitella ja toteuttaa laitteita, joissa on enemmän kuin kaksi generoivaa rengasta hyödyntämällä piitiheää integraatiota, mikä avaa mahdollisuuden käyttää taajuusquditteja yksinkertaisten kubittien sijaan. Kuten useissa teoreettisissa ehdotuksissa on osoitettu, tällaisella kyvyllä on keskeinen merkitys useille sovelluksille kvanttiviestinnässä, tunnistus- ja laskenta-algoritmeissa.²⁶. Lisäksi lähestymistapaamme voitaisiin laajentaa hyödyntämään viimeaikaista edistystä täysin optisessa taajuusmuunnoksessa^27,28 laajentaa taajuusastioiden manipulointikaistanleveyttä, mikä mahdollistaa käytettävissä olevan Hilbert-avaruuden ulottuvuuden suurentamisen valtavasti.

Lopuksi lähestymistapamme antoi meille mahdollisuuden voittaa kompromissi taajuusvälien ja sukupolvinopeuden välillä, joka oli ominaista aikaisemmille töille. Tämä oli avainasemassa generoitujen tilojen ominaisuuksien kattavan arvioinnin saavuttamisessa, joka voitiin suorittaa käyttämällä vain televiestintätason kuitukomponentteja – ainoaa poikkeusta lukuun ottamatta yhden fotonin ilmaisua – siten, että kokonaishäviö (<4 dB) oli varmistettu täyskuitutekniikkaa. Mittauksillamme saavutettu tarkkuus ja tarkkuus ovat taajuusaluekoodauksen huippua, vaikka otetaan huomioon bulkkilähteillä saadut tulokset. paljon enemmän kuin mikään muu tähän mennessä raportoitu taajuusaluekoodauksesta. Kaikki nämä tulokset tuovat taajuusbin-kubittien käytön käytännöllisenä valintana fotonisille kubiteille, jotka kykenevät yhdistämään helpon käsittelyn ja kestävyyden pitkän matkan siirtoon.

Mallivalmistus

Laite valmistettiin CEA-Letissä (Grenoble) 200 mm:n Silicon-on-Insulator (SOI) -substraatille 220 nm:n paksuisella kiteisellä piillä 2 μm paksulla SiO:lla.₂ haudattu oksidi. Piifotoniikkalaitteiden ja -piirien kuviointiprosessissa yhdistyvät syvä ultravioletti (DUV) litografia 120 nm:n resoluutiolla, induktiivisesti kytketty plasmaetsaus (toteutettu yhteistyössä LTM-Laboratoire des Technologies de la Microélectroniquen kanssa) ja O.₂ plasma kestää kuorimista. Vetyhehkutus suoritettiin vähentämään voimakkaasti syövytyksen aiheuttamaa aaltoputken sivuseinän karheutta²⁹. Korkeatiheyksisen plasman jälkeen matalan lämpötilan oksidi (HDP-LTO) -kapselointi - tuloksena on 1125 nm paksu SiO₂ kerros - 110 nm titaaninitridiä (TiN) kerrostettiin ja kuvioitiin lämpövaiheensiirtimien luomiseksi, kun taas alumiini-kuparikerrosta (AlCu) käytettiin sähköisen tyynyn määrittelyyn. Lopuksi syvä etsaus, joka yhdistää kaksi eri vaihetta - C₄F₈/O₂/CO/Ar-plasma, joka kulki sekä piidioksidin yläpäällysteen että haudatun oksidin koko paksuuden läpi, mitä seurasi Boschin syväreaktiivinen ionisyövytys (DRIE) 150 μm:n poistamiseksi 725 μm paksusta Si-substraatista. noppaa, mikä varmistaa korkealaatuiset optiset sivupinnat sirun ja kuidun reunan kytkemiseen.

Lineaarinen spektroskopia

Kokeellinen laite on kaaviomaisesti esitetty lisäkuvassa. 1. Kuvassa näkyvä näytteen lineaarinen karakterisointi. 1 toteutettiin skannaamalla viritettävän laserin (Santec TSL-710) aallonpituutta, jonka polarisaatiota ohjattiin kuitupolarisaatiosäätimellä (PC). Valo kytkettiin näytteeseen väylän aaltoputken sisääntulossa ja kerättiin ulostulossa käyttämällä linssikuituparia (nimellinen moodin kentän halkaisija: 3 μm), jonka lisäyshäviö oli alle 3 dB/fasetti. Lähtösignaali havaittiin vahvistetulla InGaAs-valodiodilla ja tallennettiin reaaliajassa oskilloskoopilla. Resonanssikonfiguraatiota säädettiin osoittamalla kunkin rengasresonaattorin vaiheensiirtäjä sähköisillä antureilla, joita ohjaa monikanavainen virtalähde.

Epälineaarinen karakterisointi

Kunkin resonaattorin SFWM-tehokkuus arvioitiin tehon skaalauskokeiden avulla (kuva XNUMX). 2). Syntyneiden joutokäynti- ja signaalifotonien virta mitattiin vaihtelemalla kuhunkin mikrorenkaaseen kytkettyä pumpun tehoa pitäen samalla resonanssit paikoillaan vaikuttamalla lämpösähköisiin vaiheensiirtimiin. Viritettävä laserlähdespektri suodatettiin kaistanpäästösuodattimella (BP) virheellisten fotonien määrän vähentämiseksi signaali- ja joutokäyntitaajuuksilla, jotka tulevat asennuksen laukaisuosasta, mikä liittyy pääasiassa laserdiodin vahvistettuun spontaaniin emissioon ja Raman-fluoresenssiin kuidut. Kerätyt signaalit ja tyhjäkäynnistysfotonit erotettiin ensin karkealla aallonpituusjakomultiplekserillä (CWDM), 2.5 THz (20 nm) nimelliskanavaerottelulla ja mitattu kanavien välinen ylikuuluminen < -80 dB. Kiinnostavat taajuusalueet suodatettiin sitten kapeakaistaisella (3 dB:n kaistanleveys: 8 GHz) viritettävällä kuitu-Bragg-hilalla (FBG): sen lisäksi, että taajuusalueet valitaan erittäin tarkasti, tämä menettely myös vaimentaa kaikki harhaanjohtavat laajakaistafotonit. tulokaistanpäästösuodattimen kaistanleveys, jota CWDM ei eliminoi. Tuloksena saadut signaali- ja tyhjäkäyntifotonit ohjattiin kiertovesipumpuilla kohti kahta suprajohtavaa yksifotonista ilmaisinta (SSPD), joissa suoritettiin aikakorreloitu yksifotonilaskenta (TCSPC) noin 35 ps:n tarkkuudella, pääosin ilmaisimen värinän perusteella. . Sattumaikkuna τ_c = 380 ps valittiin valitsemalla keskimääräinen täysi leveys puolimaksimissa (FWHM) histogrammin huipusta. Onnettomuusmäärät arvioitiin taustatasosta; Huomaa, että tätä arvoa ei vähennetä laskettujen sattumien lukumäärästä, vaan sitä käytettiin vain sattuman ja vahingon suhteen arvioimiseen seuraavan kaavan mukaan:

Kvanttitilatomografia

Kahden fotonin interferometria ja generoitujen kvanttitilojen tomografia suoritettiin sisällyttämällä pari intensiteetin EOM:ia (iXblue MX-LN) signaalin ja joutokäynnin demultiplekserin ulostuloihin, joita johdettiin johdonmukaisesti monikanavaisella RF-generaattorilla (AnaPico APMS20G). Kiinnostuksen kohteena olevat sivukaistat valittiin säätämällä FBG:iden keskeistä pysäytyskaistan aallonpituutta. Kunkin kvanttitilan topografia sisälsi 16 yksittäistä mittausta, joista jokainen suoritettiin 15 sekunnin mittausajassa. Jokaista mittausta varten kukin FBG viritettiin yhdelle kolmesta sivukaistataajuudesta, jotka saatiin signaalin (idler) siilojen moduloinnista, ja EOM:n suhteellinen vaihe säädettiin asianmukaisesti. Tiheysmatriisien estimointi suoritettiin maksimitodennäköisyystekniikalla^21,22. Valtioiden sukupolvelle {|01⟩,|10⟩}{|01⟩,|10⟩} perusteella (Ψ konfiguraatio), lisäsimme vaiheen EOM:n asennuksen tuloon, jota johdonmukaisesti ohjasi sama RF-lähde, jota käytetään tomografiaan, ja syötimme sirun väyläaaltoputkeen. Kahden sukupolven renkaat pumpattiin sitten ensimmäisen asteen sivukaistalla, kun taas niiden suhteellinen vaihe vahvistettiin modulaation vaiheella.

Kvadittien mittaus

Varten Z-peruskorrelaatiomittaus, jokaiselle perustilalle käytetään yhteensä sarjaa erilaisia ​​projektoreita (jokaiselle fotonille). Projektori |l⟩s|m⟩i|�⟩s|�⟩i toteutetaan asettamalla signaali(idler) FBG heijastamaan vain taajuusaluetta l(m). Niille yhdistelmille, joissa on merkityksettömiä lukuja (vastaten taajuuskorreloimattomia säiliöitä), kahden FBG:n keskitaajuutta ei voida määrittää yksinkertaisesti maksimoimalla yhteensopivuussuhde tai yksittäisten vuo kussakin laatikossa. Tämän kiertämiseksi kytkemme toissijaisen lasersäteen vastakkaiseen etenemissuuntaan suhteessa pumpun suuntaan ja tallensimme takaisin heijastuneen valon näytteestä. Jälkimmäisen spektrejä tarkkaillaan FBG:iden lähettämisen jälkeen, ja ne paljastavat samanaikaisesti FBG:n pysäytyskaistan spektrisen sijainnin ja renkaiden neljän resonanssitaajuuden. Tällä tavalla pysäytyskaista voidaan limittää halutun taajuusalueen kanssa erittäin tarkasti.