CN101006459B - 保持输入状态特性的非破坏式光子探测器 - Google Patents

Abstract

能够有效地探测单光子信号的装置(600)保持着光子诸如偏振或角动量等特性。装置(600)可包括：束分裂器(610)，该束分裂器能够将输入光子状态分成由信号光子在输入光子状态中的特性状态所区别的各种模式；非破坏系统(620)，能够测量在多个模式中的光子总数，而不需识别任何单独模式之一的光子数量；以及束组合器(630)，被安置来整合从非破坏性测量系统(620)中输出的各种模式。

Description

保持输入状态特性的非破坏式光子探测器

本专利文件是较早前于2003年10月3日提交的名为“Detecting One or MorePhotons from Their Interactions with Probe Photons in a Matter System”(“在一物质系统中使用探针光子根据光子间相互作用探测一个或多个光子”)的美国专利申请No.10/678,437的后续申请，并要求享受该申请的优先权，该美国专利申请No.10/678,437是于2003年4月11日提交的名为“Photon Number Resolving Systems andMethods”(“光子数量解析系统和方法”)的美国专利申请No.10/412,019的后续申请，并要求享受这个申请的优先权，本文引用这两篇申请的全部内容作为参考。

背景技术

由于最近量子系统的成功发展和预期的技术能力，对量子信息处理的兴趣极大增长。特别是量子加密系统已经得到发展，并且如果大型(大量昆比特(qubit))量子计算机能够被制造，量子计算机将在运行许多处理任务方面比传统的计算机有效率得多。量子处理器具有成百上千的昆比特，比如能够处理任何传统计算机所不能达到的量子模拟。这样的量子处理器也具有扩展量子通信的工作距离和适用范围的潜力。

许多量子计算机硬件的候选技术正普遍被研究。无论哪个技术变为最具实用性，量子相干通信都可被用于连接单独的量子计算机。相干电磁场(比如光子昆比特)看上去都适合量子计算机之间的通信和普通量子通信，因为光既可以沿光纤传输也可以在自由空间中传输，它能够远距离携带量子信息。进而，可以使用非线性或线性量子光学处理直接在光子昆比特上运行一些量子计算。

被提及的使用光子状态的量子信息系统经常需要能有效探测出一个或几个光子存在或缺失的探测器。比如，一种被E.Knill，R.Laflamme，和G.Milbum在杂志Nature 409，46(2001)提及的光学量子计算结构，需要一个在区别包括0，1或2个光子的量子状态时效率比99.99％还高的高效率的光子探测器。光子数量的错误计算或者没有能够探测出当前存在的光子将导致光子状态测量的不准确和量子信息评估的错误。这种错误如果是可容许的，将需要可能昂贵的错误校正方案来处理。

当前商用的单个光子探测器一般都或多或少地取决于光电效应。根据光电效应，光子入射到金属的表面，半导体或者其它材料从其原子中释放电子。处于激发态的电子进入周围空间或者导带，在那里电子收集成可以被放大和测量的电流。

单个光子的光电流是很小的，很难被检测到。最好的商用可见光光子探测器一般有将近90％的用于探测单个光子的量子效率，实践中达到的效率其实更加低。目前来讲，用于波长在1.3和1.5μm之间的单光子的探测器只有大约30％的效率。对于大多量子信息系统来说这些效率太低了。另外，可见光谱光子探测器要达到最佳效率需要将探测器冷却到6°K，这样的探测器仍然具有相当高的“黑数”(darkcount)率(比如光子入射时的高背景噪声。)

另一种大多数电流光子探测器的缺点是探测器会吸收它所测量或探测的光子。因此光子探测器只能被用于处理的最后部分，此时已不再需要被测量的光子或者作为结果的测量控制了系统条件。

由此，量子信息系统需要光子探测器在探测光子时具有高效率，并且能够精确地分辨量子信号中光子的数目。理想地，探测器应当是非破坏性的，这样光子的存在或其数量被推断出后，光子的状态能够被利用，这样可以更加有效地提供研究使用。

发明内容

按照本发明的实施例，非破坏性光子探测器能够在不用改变输入状态的偏振或者角动量特性的情况下探测输入状态的光子的数目。

附图说明

图1是按照发明实施例的数量解析光子探测器框图。

图2A和2B分别说明了适用于图1所述的光子探测器的物质系统半经典能级和量子能级的流形。

图3说明了适用于图1所述的光子探测器的物质系统的具体实施例。

图4A，4B，4C和4D是按照发明实施例使用可替换的零差或者外差探测技术来测量探针光子状态变化的解析光子探测器框图。

图5A和5B示出了使用用于探针状态和控制状态的低强度相干状态的探测器的性噪比曲线。

图6A，6B，6C和6D举例说明了按照发明可替换实施例的用于保存诸如输入光子信号状态的偏振特性的非破坏性光子探测器。

图7A是按照发明实施例的单光子源的框图。

图7B是按照发明实施例的N光子源的框图。

在不同的附图中使用了相同的标记符号来指示相近或相同的部件。

具体实施方式

按照发明的一个方面，非破坏性光子探测器对物质系统使用探针状态和信号状态的相互作用以在探针状态中产生变化，该变化依赖于信号光子状态中的光子数量。该物质系统一般包含一个或多个原子、分子或其它具有分别对应于探针状态、信号状态和控制场中光子能量能级跃迁的量子系统。光子和物质系统的相互作用形成了电磁诱导透明性(EIT)，该透明性在不需要破坏光子的情况下在探针状态的Fock分量中引入了相移。在一个实施例中，探针状态初始处于低强度相干态，并且物质系统将探针状态从相干态转变成非相干态。一个零差或者外差测量系统能够测量到探针状态中的变化，以确定信号状态中光子的数量(比如信号状态中是含有0个或1个光子)。

图1说明了按照发明实施例的光子探测器100。该光子探测器100包括光子栅(photonic gate)110和测量系统120。为了测量，光子信号状态|S_IN>和光子探针状态|P_IN>被输入到光子栅110中去，在那里光子状态在作为进化态(evolved states)|S_OUT>和|P_OUT>结束前相互作用。光子栅110优选的是，光子状态|S_IN>和|P_IN>在光子栅110中的相互作用引起探针状态|P_IN>的相移，这个引入的相移取决于信号状态|S_IN>中的光子数目。但可替换地，输出探针状态|P_OUT>可在强度或一些其它测量特性方面与输入探针状态|P_IN>不同。在一个替换实施例中，光子栅110引起一部分探针状态|P_IN>的散射，其中散射取决于信号状态|S_IN>中光子的数目。

测量系统120能够使用零差或者外差测量技术来测量输出探针光子状态|P_OUT>，并且确定发生在光子栅110中的变化。然后从探针状态|P_OUT>的测量来推得信号状态|S_OUT>中光子的数目。因而从光子栅120中输出的信号状态|S_OUT>是在Fock状态下的，即，在具有确定光子数目的量子状态下。输入信号状态|S_IN>最初本是在Fock状态下的，在这样的情况下输入和输出的信号状态具有相同的光子数目，或者输入信号状态|S_IN>处于Fock状态叠加的状态下，在这种情况下测量折叠(collapse)输入信号|S_IN>以输出信号|S_OUT>。

如图1说明的光子栅110的具体实施例使用了适于提供电磁诱导透明性(EIT)的物质系统112和控制场源114。(EIT)是一个著名的现象，其中原子、分子或其它浓缩的通常将吸收特殊频率的光子的物质系统通过应用具有其它频率的一个或多个电磁场被做成对该频率的光子透明。EIT一般需要具有至少3个可用于光子的相互作用的量子能级的物质系统。

在一个具体实施例中，物质系统112包含至少一个原子、分子或者其它具有四个或四个以上能级的量子系统，并且，信号状态|S_IN>、控制场116和探针状态|P_IN>的角频率分别为ω_a，ω_b和ω_c使得光子与物质系统112的量子能级之间的相应的跃迁相耦合。图2A说明了四级物质系统的能量状态|1>，|2>，|3>和|4>的能级，该能级与具有角频率ω_a，ω_b和ω_c的光子的能量相关。根据图2A的物质系统，具有角频率ω_a的光子将原子能量状态|1>与能量状态|2>相耦合。具有角频率ω_b和ω_c的光子将亚稳定能量状态|3>与能量状态|2>和|4>分别相耦合。

图2A中说明的能级的相关顺序仅仅是一个例子，并且更一般地，能级的重新排序仍然允许EIT。特别地，虽然图2A示出了第四能级状态|4>具有比第二能级|2>更高的能量，第二能级状态|2>具有比第三能级|3>更高的能量，第三能级状态|3>具有比第一能级|1>更高的能量，但EIT可以在提供其它能级顺序的物质系统中产生。

第三能量状态|3>是亚稳态的，因为在探测时标过程中允许无单光子自发发射。比如，如果能量状态|3>或者可用的更加低的能量状态(比如状态|1>)的自旋/角动量是如此使得在物质系统从能态|3>跃迁到更低能态期间守恒定律禁止单个光子的发射，那么这样的亚稳态可产生。从第四能态|4>的自发跃迁(比如到第一能态|1>或者第二能态|2>)是通过选择一种物质系统来抑制的，对该物质系统来说第四能态|4>是亚稳态，或者通过用光子带隙晶体至少部分地围绕四级物质系统来抑制，所述光子带隙晶体不允许传播具有对应于从第四能态|4>跃迁的相应角频率的光子传播。

去谐参数ν_a，ν_b和ν_c表示从物质系统的能级跃迁的共振中去谐角频率ω_a，ω_b和ω_c的各自的量，就像公式1表示的那样。在公式1中，状态|1>和|2>之间，|3>和|2>之间，以及|3>和|4>之间的能量差异分别是ω₁₂，ω₃₂，和ω₃₄，其中是简化的普朗克(Plank)常量。

公式1：ω_a＝(ω₁₂+ν_a)

ω_b＝(ω₃₂+ν_b)

ω_c＝(ω₃₄+ν_c)

图2B示出了一个相应于具有频率为ω_a，ω_b和ω_c的自由光子的物质系统的乘积态(product states)|X，A，B，C>的流形。在乘积态|X，A，B，C>中，X表示物质系统的能级1到能级4，A，B和C分别表示具有角频率为ω_a，ω_b和ω_c的光子的数目。所示的流形包含在能量上最靠近在能态|1>下的物质系统的状态，该物质系统具有角频率ω_a的n_a个光子、角频率ω_b的n_b个光子、角频率ω_c的n_c个光子。系统的乘积态包括一系列类似于图2B的流形，但是自由光子的数目不一样。图2B的流形说明当去谐参数较小时，在状态|2，n_a-1，n_b，n_c>的系统能通过单个光子的自发发射而跃迁到状态|1，n_a，n_b，n_c>，但是物质系统不允许通过单个光子的自发发射从状态|3，n_a-1，n_b+1，n_c>和|4，n_a-1，n_b+1，n_c-1>跃迁到状态|1，n_a，n_b，n_c>。

由R.Beausoleil，W.Munro和T.Spiller所著的题为“Applications of CoherentPopulation Transfer to Information Processing，”(″相干群族转到信息处理的应用″)网址http://xxx.1anl.gov/abs/quant-ph/0302109，以及共有的美国专利申请No.10/364,987，题为“Quantum Information Processing Using Electromagnetically InducedTransparency”(″使用电磁诱导透明的量子信息处理″)，本文引用这两篇文献的全部内容，其进一步描述了使用具有如图2A和2B所述的能级状态的四级物质系统来实现光子昆比特栅。所引用参考的部分具体描述了两个昆比特的适用于用做图1所述的光子栅110的相位栅的结构。

当用角频率ω_b的光子来泵浦如图2A所述的四级物质系统的时候，该四级物质系统将作为引起具有角频率为ω_a和ω_c的光子相互作用的媒介。由此引起的相互作用具有光学非线性的哈密尔敦函数H，在上述引证的Beausoleil等人的文件中叙述的条件下，该函数具有由公式2A给出的形式。在公式2A中，创建算子

和消灭算子

分别创建和消灭一个角频率为ω_a的光子，而创建算子

和消灭算子

将分别创建和消灭一个角频率为ω_c的光子。常数χ表示相互作用的强度，并一般取决于去谐参数ν_a，ν_b和ν_c，拉比频率Ω_a，Ω_b和Ω_c与跃迁以及物质系统的特性相关联。

公式2A： $H=\mathrm{\χ}{\hat{a}}^{+}{\hat{a}\hat{c}}^{+}\hat{c}$

浓缩物质系统能够更加一般地引发适于探测器的其它非线性光子的相互作用。例如，公式2B说明了一更加一般的哈密尔敦函数项的表示形式，其提供角频率在ω_a和ω_c之间的光子的非线性相互作用。在公式2B中，

是创建算子

和消灭算子

的函数，并且

是创建算子

和消灭算子

的函数。优选地，

是光子数目算子

的幂，比如对于某常数λ为

使得在角频率为ω_c的光子状态上的相互作用的效果直接取决于角频率为ω_a的光子的数目。

公式2B： $H=\mathrm{\χ}\·f\left({\hat{a}}^{+}\hat{a}\right)\·g\left({\hat{c}}^{+}\hat{c}\right)$

光学系统或者光闸提供一般的光子状态在两个截然不同的模式(比如空间分离模式或独特的角频率模式ω_a和ω_c)之间的非线性相互作用，这两个模式可以由一系列的光闸来建立，可以使用也可以不用EIT系统。在量子计算的范围内，Seth Lloyd和Samuel L.Braunstein所著的“Quantum Computations over Continuous Variables，”(″连续变量之上的量子计算″)Phys.Rev.Lett.82，1784(1999)，这里引用其全部内容，它描述了构造用于为单光子模式创建任意哈密尔敦多项式(比如

)或者

)的光闸序列。用于单光子模式的按顺序的基本光闸包括(1)线性装置，比如束分裂器或相移器，(2)二次装置，比如压榨机，(3)三阶或者更高阶的非线性装置，比如科尔效应光纤、光学腔中的原子、及测量中产生的非线性。这些用于两个独立模式的系统能够通过一个或多个束分裂器被组合，以提供交叉模式相互作用并且在模式之间创建想要得到的非线性相互作用

在这里描述的探测器100的具体实施例中，物质系统112包含一个或多个具有与图2A说明的光子能量相关的量子能级的四级原子或者分子，因此提供一个公式2A中给出的科尔交叉非线性。图3说明了一个物质系统112的具体实施例。在所述的实施例中，物质系统112包含一个基板310，基板310中包含波导312，314和316。波导312，314和316分别接收角频率为ω_a，ω_b和ω_c的光线。

密封结构354将一系列的四级原子352附着在中间波导314上。每个密封结构354可以是一个分子范围或者其它能减少四级原子352热振动的相似结构，并且在一个特殊的实施例中，密封结构354是作为装入四级原子352的球状碳分子。每个原子352可以是上述关系式描述的提供四个可达到能级的任何原子，原子352可以是，例如，稀土系列金属像铒(Er)或者镨(Pr)的原子、一种碱金属比如铷(Rb)或者铯(Cs)的原子、或者碱土金属的原子。在一个典型的系统中，可能需要几百个原子352以在探针状态中达到一个期望的相移。

原子352与波导312，314和316有关的空隙使得原子352与波导312，314和316周围的消逝场相互作用。该相互作用引起具有相移的EIT，导致角频率ω_c的探针光子。原子352周围的材料320能够形成一个物理带隙晶体以防止传播相应于从原子352的第四能级自发发射的光子。但是一个缺陷或者其它在原子352和波导312，316之间的结构被提供，以增加原子352与来自波导316的光子的相互作用，所述光子的角频率为ω_c。

在一个图1描述的探测器100的具体实施例中，如果信号状态|S_IN>是在Fock状态|0>_a或者|1>_a，也就是包含0个或1个角频率为ω_a的光子的状态，那么，能够区别状态|0>_a与状态|1>_a。更加一般的是，信号状态|S_IN>能够包含高达n个光子(这里n是任意的)，并且探测器100能够有效地确定光子的数目n。为了确定在信号状态|S_IN>中角频率为ω_a的光子的数目，激光器或者其它控制场源114以角频率ω_c驱动控制场116，这对应于四级原子的第二和第三能级之间的跃迁。探针状态|P_IN>可以是Fock状态、相干态或者包含频率为ω_c的数目(比如10到10⁵或者更多)容易测量的光子的压缩态，这对应于四级原子的第三和第四能级之间的跃迁。或者，角频率ω_a和ω_c的角色可以互换，原因在于公式2A的哈密尔敦函数项是对称的。

在下面描述的一个具体实施例中，探针状态|P_IN>是一个相干态|α>_c。这个相干态|α>_c被用做一个例子是因为相干态容易从激光器的输出中得到(或者逼近)。但是其它形式的光子状态比如压缩态或Fock态也能同样地被用做探针状态|P_IN>。

公式3从数学上按照一定角频率ω_c的光子数目的Fock状态|n>_c来表示相干态|α>_c。在公式3中，α代表状态幅度，下标c表示这个状态包含角频率为ω_c的光子，|n>_c是一个包含角频率为ω_c的n个光子的Fock状态，并且n_ν是期望的光子在相干态|α>_c中的数目。

公式3： $|\mathrm{\α}{>}_c=e^{-\frac{1}{2}{\left|\mathrm{\α}\left(t\right)\right|}^2}\underset{n=0}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\frac{{\mathrm{\α}}^n\left(t\right)}{\sqrt{n!}}|n{>}_c$

$\mathrm{\&alpha;}\left(t\right)=\sqrt{<n_V>}{e}^{-i{\mathrm{\&omega;}}_{c}t}$

当探针状态|P_IN>是相干态|α>_c并且信号状态|S_IN>是包含n个光子的Fock状态的时候，探测器100的初始状态|S_IN>|P_IN>是|n>_a|α>_c，这里下标a和c分别代表角频率为ω_a和ω_c的光子。(对于这种近似，控制场源114用角频率为ω_b的光子对四级物质系统进行经典泵浦。)公式2A的科尔交叉非线性的效果现在促使光子状态按照公式4及时进化。

公式4： $|S_{\mathrm{OUT}}>|P_{\mathrm{OUT}}>=\exp \left\{\mathrm{i\&chi;t}{\hat{a}}^{+}{\hat{a}\hat{c}}^{+}\hat{c}\right\}\left|n{>}_a\right|\mathrm{\&alpha;}{>}_c=\left|n{>}_a\right|{\mathrm{\&alpha;e}}^{\mathrm{in\&chi;t}}{>}_c$

公式4清楚地示出了如果在信号态|S_IN>中没有角频率为ω_a的光子(n＝0)存在，那么没有相移产生(e^inχt＝1)。但是如果一个(或多个)角频率为ω_a的光子存在于信号态|S_IN>中，相干态|α>_c进化为|αe^inχt>_c。相移e^inχt的大小是直接取决于在信号态|S_IN>中的光子数目n，也取决于耦合χ和四级物质系统的光子相互作用时间t。为了增加相移的大小，交互时间t能通过增加与状态|P_IN>和|S_IN>相互作用的四级原子或分子的数目而被有效地增加，比如通过增加在光子状态|P_IN>和|S_IN>的光路上的四级原子数目。由于耦合χ和相互作用时间t对于一个特定系统是能够被确定和知道的，因此相移的测量表明了在信号态|S_IN>中的光子数目。

如果相干态的α值初始是实的，如图4A的测量系统400A能够使用零差测量技术来测量探针状态|P_OUT>的位置 $X=\hat{c}+{\hat{c}}^{+}$ 和动量 $Y=(\hat{c}-{\hat{c}}^{+})/i$ 的积分(quadrature)<X>和<Y>。系统400A的零差测量使用振荡器或者激光器410来产生参考光束LO，这个光束与探针状态|P_OUT>的相位差不同，相差相位角θ。可调整的延迟元件能够被安置在参考光束LO的路径上来允许对相位角θ的调整。一个50/50束分裂器423在两光束的交叉处，促使沿着通往光电二极管427的路径上从探针状态|P_OUT>中减去参考光束LO，并且在沿着通往光电二极管428的路径上向探针状态|P_OUT>增加参考光束LO。当相位角θ为0的时候，光电二极管427和428中得到的电流的差异Id与位移积分<X>成比例，当相位角θ为π/2的时候，与动量积分<Y>成比例。

基于公式4，测量到的积分<X>和<Y>与信号状态|S_IN>中的光子的数目n相关(并且也和常数α，χ和t相关)，就像公式5和6分别给出的那样。

公式5：<X>＝2αcos(nχt)

公式6：<Y>＝2αsin(nχt)

如果没有角频率为ω_a的光子存在(n＝0)，那么测量到的位移积分<X>等于α值的两倍，测量到的动量积分<Y>是0。如果存在一个角频率为ω_a的光子(n＝1)，相互作用时间t能够被控制，使得积分<X>为0，积分<Y>为2α。(比如，通过物质系统112中的四级原子或分子的数目和/或通过去谐参数ν_a，ν_b和ν_c的调整能够控制相互作用时间t。)这样，对于被适当控制的反应时间t，测得的积分<X>和<Y>提供明确且易区分的信号，用于指示光子的存在或缺失。

相互作用时间t并不需要使sin(nχt)是一致的(unity)。如果乘积χt足够小，以至于这个小角度近似运用到公式6中，对于信号态|S_IN>中角动量为ω_a的单个光子，动量积分<Y>近似等于2αχt。如果参数α足够大，测量到的积分<Y>大约为2αχt，将比信号噪声大得多，并且单光子信号状态可以有效地区别于不含光子的信号状态。

上述测量过程使用零差测量，它非常有效率但是一般使用强的本地振荡器。图4B说明了一个测量系统400B，它使用马赫-曾德尔(Mach-Zehnder)干涉仪，包含50/50束分裂器421和423、反射器422和424、光电二极管427和428，以测量相干探针光子状态|α>中的相移。在系统400B中，50/50束分裂器421将相干状态|α>分成双模可分离状态|αλ/2>X|αλ/2>_Y，这里下标X和Y标明了空间上分开的路径。一种模式|αλ/2>_X输入到光子栅110中，那里模式|αλ/2>_X获得基于信号状态|S_IN>中角频率ω_a的光子数目n的相移e^inxt。光子栅110相移状态|αe^inχt/2>_X从反射镜424反射到50/50束分裂器423，其组合了相移状态|αe^inχt/2>_X和从束分裂器421经由反射镜422来的第二模式|αλ/2>_Y。束分裂器423后的探针输出状态是双模状态，就像公式7表示的那样，其中下标X和Y标明了相应探测器427和428在空间分开的路径。

公式7：|P_OUT>_X|P_OUT>_Y＝|(1+e^inχt)α/2>_X|(1-e^inχt)α/2>_Y

在这个式子中χt是小的，输出探针状态能够被表示成|α(1+inχt/2)>_X|inαχt/2>_Y，使用光电二极管428的第二模式|inαχt/2>_Y的直接测量提供与光子强度(nαχt)²成比例的测量电流。光电二极管428可以是不能区别单个光子是零个还是两个的常规器件，但是光电二极管428可以区别零个光子和大量的光子。假定乘积αχt足够大时，光电二极管428能够有效地区分输出模式|P_OUT>Y是具有0个还是近似(αχt)²个光子。系统400B由此相对于现用的探测器具有巨大的优势，因为系统400B探测单个光子的效率是接近一致的。

如果信号状态|S_IN>是Fock状态和c₀|0>_a+c₁|1>_a形式的重叠，在束分裂器和EIT相互作用以后，整个系统状态|Ψ′>被发现具有和公式8近似的形式。如果光电二极管428测量非零电流，公式8表明信号状态|S_OUT>包括一个角频率为ω_a的光子。

公式8：|Ψ′>＝c₀|0>_a|α>_bX|0>_bY+c₁|1>_a|(1+e^iχt)α/2>_X|(1-e^iχt)α/2>_Y

如果信号状态|S_IN>是Fock状态和c₀|0>_a+c₁|1>_a+c₂|2>_a形式的重叠，两个组成Fock状态|1>_a和|2>_a都包含角频率为ω_a的光子，从而引起相移。但是光电二极管428中产生的巨大电流容易将由组成状态中|1>_a导致的相移区分于由组成状态|2>_a引起的相移。就如前面提到的那样，当χt较小时，光电二极管428中测得的电流是近似与(nαχt)²成比例。光电二极管428为组成状态|2>_a测量的电流大约是为组成状态|1>_a测量的电流的4倍。

在测量系统400B的工作模式中，激光器能够为探针状态|P_IN>提供连续的相干态，同时控制场源114不断泵浦物质系统112。随着控制场和探针状态的持续，测量系统400B不需要与探针状态|P_IN>和信号状态|S_IN>同步。常规的信号处理器429能够分析一个或者分析两个光电二极管427和428中的电流，以监控|S_IN>中的光子数或者确定什么时候信号状态|S_IN>是单光子状态。

根据本发明另一个方面，测量系统400B能够被调谐至担当信号状态|S_IN>的奇偶探测器。如上所述，光电二极管428测量一探针状态|(1-e^inχt)α/2>_Y。如果光子栅110是如此使得数量χt等于π，那么偶数的光子数目产生的相移是2π的倍数，其将没有有效的相移。只有信号状态|S_IN>中奇数倍光子数目n的光子产生相移，其光电二极管428将探测到非零电流。

测量系统400B的优点在于光电二极管428通过暗口(dark port)测量光，该暗口(如果噪声被忽视)没有光强，除非光子在信号态。信号态的光子的存在将具有有区别的信号。但是，比如用于光子栅110的具体实施例中的EIT系统，总是有可能具有因散屑和移相所产生的有限数量的噪声。移相可以导致探针状态中小的相移，其将会即使在没有信号光子(比如角频率为ω_a)存在时引起一些光经过马赫-曾德尔干涉仪的暗口。但是光电二极管428能够测量到在暗口的光量(不仅是有光存在)，并且当单一信号光子存在的时候，合理调整光子栅110引起的相移能够使得噪声相对于来自暗口的光量来说无关紧要。光电二极管428随后可以从大量光子中区别一小部分光子，这通过使用常规的光电二极管就可以实现。如果光子栅110使用光子损耗机理来削弱探针光子状态，那么衰减能够类似地被最大化以从噪声中区分暗口信号。

在探测器400B中噪声和损耗的影响能够被用于分析一些情况，比如物质系统110是一个图2A那样的EIT系统。如果角频率为ω_c的探针状态被用于探测角频率为ω_a的光子，探针状态相移的主要误差源之一是在物质系统110的3-4自发跃迁上的移相。相干探针状态

的这种自发发射的效果是引入了一个随机相移φ，这个随机相移导致了输出探针状态

如果信号状态|S_IN>是c₀|0>+c₁|1>的重叠，那么探测器427测量到的电流I_c取决于随机相移φ，就像公式9说明的那样。

公式9： $I_c={\left|c_0\right|}^2\frac{\mathrm{\&xi;}}{2}(1-\cos \mathrm{\&phi;})+{\left|c_1\right|}^2\frac{\mathrm{\&xi;}}{2}(1-\cos [\mathrm{\&phi;}+\mathrm{\&chi;t}\left]\right)$

相移φ的分布取决于物质系统110的精确的移相装置。为了进行说明，这里假定范围丛-φ₀到φ₀的正方形轮廓，但是相似的答案可以从高斯分布或者泊松分布中得到。在这个相位分布上对电流I_c求积分，在极限值φ₀小的限制下电流I_c具有公式10的形式。这样，单个光子能够被区别于没有光子，只要(1cos[χt])比φ₀ ²大得多。基本上这需要选择比可能存在的随机相位φ₀大的相移χt。

公式10： $I_c\&ap;\left|c_0\right|\frac{{\mathrm{\&xi;}}^2{\mathrm{\&phi;}}_0^2}{12}+{\left|c_1\right|}^2\frac{\mathrm{\&xi;}}{2}(1-\cos [\mathrm{\&chi;t}\left]\right)$

图4C说明了按照本发明另外一实施例的探测器400C。对于探测器400C，激光器或者其它光源产生相干态探针光束。弱光束分裂器426将相干态的一小部分(比如5-10％)分离出并形成输入探针状态，并且留下一个强的本地振荡器信号LO。输入探针状态|P_IN>优选是具有光子数目期待值|α_c|²的相干态|α_c>，该值大约小于100，最好是10到50的范围内，而信号状态|S_IN>是在Fock状态或者具有一个光子和相应于0或1个光子的强度Fock状态的重叠。

控制场源114优选是产生角频率为ω_b的光的激光器。这样，控制场能够更精确地被描述为相干光子态|α_b>，而非经典的电磁场。相干光子态|α_b>的特性和行为能与经典电磁场不同，特别是当状态|α_b>具有光子数量期望值|α_b|²的时候，这个数量小于100(比如在10-50范围内)。

相干态|α_b>和|α_c>的进化源自于Fock状态的进化。特别是，包含n_a，n_b和n_c个光子的Fock状态分量分别驱动量子系统的谐振四级流形的三个频率信道。如果物质系统110包含N个四级原子，它们固定并稳定在一个可以和光波长相比的较小的体积中，而且如果Fock状态的三个脉冲包络函数持续时间能够长到与原子能级2的寿命相比，那么这个无干扰的数量特征状态|1，n_a，n_b，n_c>按照如下公式11的方式演化。

公式11：|1，n_a，n_b，n_c>→e^iWt|1，n_a，n_b，n_c>

公式11中数量W一般取决于物质系统的特性和角频率ω_a，ω_b和ω_c。公式12A和12B给出了当角频率为ω_a和ω_b被精确调谐为各自原子的跃迁角频率ω₁₂和ω₃₂的情况下的数量W，移相是可以忽略的，并且来自原子能级2和4的自发发射分支比大致一致。在公式12A中，N是四级原子的数目，Ω_a，Ω_b和Ω_c是如公式12B给出的有效真空拉比频率，ν_c是去谐参数(ω_c-ω₄₃)，并且γ₂和γ₄近似等于自发发射率A₂₁和A₄₃。在公式12B中，k具有给定值a，b和c；σ_k按照在波长λ_k 2πc/ω_c下共振原子吸收截面3λ_k ²/2π来定义；πw²是有效激光模式截面积，A_k是两相应原子能级间自发发射速率；ω_k是描述脉动激光场与静止原子相互作用的剖面函数的带宽。

公式12A： $W=\frac{N{\left|{\mathrm{\&Omega;}}_a\right|}^2{\left|{\mathrm{\&Omega;}}_c\right|}^2{n}_a{n}_c}{v_c{\left|{\mathrm{\&Omega;}}_b\right|}^2{n}_b+i({\mathrm{\&gamma;}}_4{\left|{\mathrm{\&Omega;}}_b\right|}^2{n}_b+{\mathrm{\&gamma;}}_2{\left|{\mathrm{\&Omega;}}_c\right|}^2{n}_c)}$

公式12B： ${\left|{\mathrm{\&Omega;}}_k\right|}^2=\frac{1}{8\mathrm{\&pi;}}\frac{{\mathrm{\&sigma;}}_k}{\mathrm{\&pi;}{w}^2}{A}_k\mathrm{\&Delta;}{\mathrm{\&omega;}}_k$

公式12A指出四级EIT系统的W是复杂的，指明频率为ω_a的光子的潜在吸收。但是在满足不等式13的参数状况中，原子之一能散开一个角频率为ω_a的单光子的概率变小。(公式13简化以满足在|Ω_b|²|α_b|²/γ₂与|Ω_c|²|α_c|²/γ₄大致相等时ν_c/γ₄较大)。在这个状况下工作，状态|1，n_a，n_b，n_c>只获取来自非线性装置的相移。这个相移可以是高效非破坏性探测器的基础。

公式13： $\frac{{\left|{\mathrm{\&Omega;}}_b\right|}^2{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2}{{\mathrm{\&gamma;}}_2}\frac{v_c}{{\mathrm{\&gamma;}}_4}>>\frac{{\left|{\mathrm{\&Omega;}}_b\right|}^2{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2}{{\mathrm{\&gamma;}}_2}+\frac{{\left|{\mathrm{\&Omega;}}_c\right|}^2{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_c\right|}^2}{{\mathrm{\&gamma;}}_4}$

包含相干态的原子场状态的进化能够通过将表现每个相干态的Fock态求和来估算出来。特别是，公式14示出N原子量子态与n_a光子Fock状态在一个信道中相互作用的时间t后的进化，在b和c信道中的弱相干态分别由α_b和α_c参数化。公式15定义了相移φ。公式14和公式15示出了进化状态|Ψ′(n_a)>不是简单的Fock状态和两个相干态的简单张量积，除非初始b信道相干态参数α_b的量级很大，在这样的情况下，进化状态|Ψ′(n_a)>为大约与相等。因此，只有当驱动信道b的耦合场是经典场时，EIT物质系统才提供精确的科尔交叉非线性；并且对于弱相干态输入脉冲，控制场不会表现为经典场。

公式14： $|\mathrm{\&Psi;}\left(n_a\right)>=|1,n_a,{\mathrm{\&alpha;}}_b,{\mathrm{\&alpha;}}_c>=e^{-\frac{1}{2}({\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2+{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2)}\underset{n_b=0}{\overset{\&infin;}{\mathrm{\&Sigma;}}}\underset{n_c=0}{\overset{\&infin;}{\mathrm{\&Sigma;}}}\frac{{\mathrm{\&alpha;}}_b^{n_b}{\mathrm{\&alpha;}}_c^{n_c}}{\sqrt{n_b!n_c!}}|1,n_a,n_b,n_c>$

$\&RightArrow;|{\mathrm{\&Psi;}}^{\&prime;}\left(n_a\right)>=e^{-\frac{1}{2}{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2}\underset{n_b=0}{\overset{\&infin;}{\mathrm{\&Sigma;}}}\frac{{\mathrm{\&alpha;}}_b^{n_b}}{\sqrt{n_b!}}|1,n_a,n_b,{\mathrm{\&alpha;}}_c{e}^{-i2(n_a\mathrm{\&phi;}{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2/n_b}>$

公式15： $\mathrm{\&phi;}\&equiv;\mathrm{\&chi;t}\&equiv;\frac{N{\left|{\mathrm{\&Omega;}}_a\right|}^2{\left|{\mathrm{\&Omega;}}_c\right|}^2}{{\mathrm{\&upsi;}}_c{\left|{\mathrm{\&Omega;}}_b\right|}^2{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2}t$

即使进化态|Ψ′(n_a)>可能不是相干态，探测器400C够通过测量积分<X>和/或<Y>来依然有效地确定在信号态中的光子数量n_a。公式16按照创建算子

和消灭算子

来为角动量ω_c的光子定义积分零差算子

积分零差算子

在θ等于0时与位移算子X相等，并且在θ等于π/2时与动量算子Y相等。对于产生公式17的公式14的进化态，积分零差算子

的期望值能够被估算。相似地，积分零差算子

的均方能够被估算，以得到公式18。

公式16： $\hat{x}\left(\mathrm{\&theta;}\right)\&equiv;\frac{1}{\sqrt{2}}({\hat{c}}^{+}{e}^{\mathrm{i\&theta;}}+{\hat{c}}^x{e}^{-\mathrm{i\&theta;}})$

公式17： $<\hat{x}\left(\mathrm{\&theta;}\right)>\&equiv;<{\mathrm{\&psi;}}^{\&prime;}\left(n_a\right)\left|\hat{x}\left(\mathrm{\&theta;}\right)\right|{\mathrm{\&psi;}}^{\&prime;}\left(n_a\right)>=\sqrt{2}{e}^{-{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2}\underset{n_b=0}{\overset{\&infin;}{\mathrm{\&Sigma;}}}\frac{{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2}{n_b}\mathrm{Re}\left[{\mathrm{\&alpha;}}_c{e}^{-i(n_a\mathrm{\&phi;}{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2/n_b+\mathrm{\&theta;})}\right]$

公式18：

$<{\hat{x}}^2\left(\mathrm{\&theta;}\right)>\&equiv;<{\mathrm{\&psi;}}^{\&prime;}\left(n_a\right)\left|{\hat{x}}^2\left(\mathrm{\&theta;}\right)\right|{\mathrm{\&psi;}}^{\&prime;}\left(n_a\right)>={\frac{1}{2}+{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_c\right|}^2+e}^{-{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2}\underset{n_b=0}{\overset{\&infin;}{\mathrm{\&Sigma;}}}\frac{{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2}{n_b}\mathrm{Re}\left[{{\mathrm{\&alpha;}}_c}^2{e}^{-i2(n_a\mathrm{\&phi;}{\left|{\mathrm{\&alpha;}}_b\right|}^2/n_b+\mathrm{\&theta;})}\right]$

基于计算出的期望值，公式19给出了基于探测器400C中动量积分的光子探测器测量的信噪比。在公式19中，对于期望值已经算出的状态，函数相关(1)和(0)指示角频率为ω_a的光子的数目。因为光子状态是近似相干的，具有角频率为ω_a的数量n_a的状态的假阳性计数的概率是等于1的，如公式20给出的那样。

公式19： $\mathrm{SNR}=\frac{<Y\left(1\right)>-<Y\left(0\right)>}{\sqrt{<Y^2\left(1\right)>-{<Y\left(0\right)>}^2}}$

公式20： $P_{\mathrm{error}}=e^{-2{({\mathrm{\&alpha;}}_c\sin \mathrm{\&theta;}/2)}^2}$

图5A示出了公式19给出的作为ν_c/γ₂＝30的互作用区的局部原子数目函数的信噪比，和探针状态|P_IN>的三个不同的长度α_c。当控制场116和探针状态具有相同长度时(比如|α_b|＝α_c)，图5A的曲线510，520和530分别相应于参量α_c等于4，5和6。

如果公式14的波函数描述了一个相干态，图5A中每条曲线都要由2|α_b|sin(φ)给出，并且将标出当原子数目约为15π²|α_b|²时候的峰值。替代的，曲线510，520和530相应于相移的峰值小于π/2，因为公式14中的被加数与数目n_b的相关性。在实践中，|α_b|²的值应当比大约8π或者大约25大以为这里选择的参数在信道中创建一个充分大的透明窗口。因而，为假阳性探测提供充分低概率所需要的原子数目可由图5A和公式(14)确定。特别是，利用物质系统中大约570个四级原子，相应于信噪比值2.19的0.24弧度的相移是可得到的。这导致在1-2能级跃迁中吸收光子的0.8％概率下近似1％的假阳性探测误差概率。这个具体的例子不是唯一的。宽范围的合理参数导致这些误差率。假设例如某人希望将假阳探测误差率和吸收率减小一个数量级。在这种情况下，去谐参数ν_c为160(以线宽γ₄为单位)，6900个原子，并且振幅α_b和α_c大约等于10使得达到0.137的相位差，这导致在吸收率0.08％下信噪比＝2.66(或假阳性0.08％)。一般要增大信噪比率需要增加原子数目。

图5A也指示了对于一给定的ν_c/γ₄的值和α_c，增加原子数目N的效果最终导致信噪比的下降。这个是由于产生了一个过大的相移。如果巨大数目N的原子将被使用，一个防止信噪比下降的方法是降低ν_c/γ₄比值。图5B示出了对于定位在相互作用区中的1000个原子，公式19给出的作为ν_c/γ₄比率的函数的信噪比。当控制场116和探针状态具有相同的强度时(比如|α_b|＝α_c)，附图5B的曲线540，550和560相应于参数α_c等于4，5和6。

在探测器400C的优选工作模式中，信号状态|S_IN>相应于含有0个或1个角频率为ω_a的波包，并且该波包具有长度足够通过EIT系统透明窗口的脉宽。在信号脉宽中，控制场源产生持续的光束，该光束具有相干态并且其功率或能量是信号态|S_IN>的10到100倍。控制场源114可包含一激光器，其在光路上具有衰减器或者束分裂器，使得得到的控制场116具有期望的能量。优选地，探针状态|P_IN>相应于连续的光束，该连续的光束类似地具有在信号脉宽期间与控制场相同的能量或功率。从相应于本地振荡器LO的光束中分离相应于探针状态|P_IN>的光束的束分裂器426可将少于10％的来自激光器的光束能量引导到探针状态|P_IN>中。在控制下和探针光束的持续下，通过探测器400C的光子的存在将导致光电二极管427和428测量的波动，信号处理器429能够分析该波动以确定单光子的存在。

图4D示出了一个根据本发明实施例的使用双零差(或者外差)测量法的测量系统400D。特别地，测量系统400D包含一束分裂器434，该束分裂器将探针状态|P_OUT>的一部分引导到第一零差探测器420，并将探针状态|P_OUT>的另一部分引导到第二零差探测器430。真空状态|0>(即，没有输入)在另一个到束分裂器434的输入处。作为在束分裂器434输出探针状态|P_OUT>透射和反射部分之间引入的相位差的结果，零差探测器420为角度θ提供零差算子的期望值

的测量，并且零差探测器430为角度θ+π/2提供对零差算子

期望值

的测量。由此，测量系统400D能够获得关于对输出探针状态|P_OUT>的动量和位移积分的同步信息。

如上所述的测量系统400A，400B，400C和400D，能够通过测量探针状态来推断信号状态中光子的存在，而不需要直接测量或破坏信号光子。那么，输出信号状态|S_OUT>对于角频率为ω_a的光子就具有一确定的数目，并且测量后能够被用于量子信息处理系统。

如上描述的探测器提供具有确定光子数目的输出状态|S_OUT>，但是其它特性比如偏振、轨道角动量、时间箱或光子动量可能是未测量和未知的。一般来说，输出状态|S_OUT>的未测特性是和输入状态|S_IN>的那些特性一样的，前提是输入状态|S_IN>和探针状态|P_IN>之间的相互作用保存了所需的特性。但是，探针状态|P_IN>和信号状态|S_IN>之间的相互作用可相应于信号状态|S_IN>的光子吸收和光子状态|S_OUT>的后续发射。这种吸收和发射过程可能无法保存精确的光子信息，比如偏振或者轨道角动量。进一步，比如在EIT系统中能发现的相互作用可以是不对称的(比如具有优选的轴)，并且这样的不对称会导致不同特性的输入状态不同的进化，从而导致比如测量的光子的偏振或者角动量的特性的变化。

图6A说明了能在保存个或多个输入状态|S_IN>特性的同时测量输入状态|S_IN>并制造包含未知数量光子的输出状态|S_OUT>的探测器600。一般来说，探测器600的不同实施例能够被构造以保存不同的光子特性，比如偏振、轨道角动量、时间箱或动量。一般情况下，探测器600包含束分裂器系统610、非破坏性测量系统620和束组合器630。束分裂器系统610、非破坏性测量系统620和束组合器630的精确执行将取决于保存的特性。

束分裂系统610将输入信号状态|S_IN>分成不同的模式，这些模式具有被保存特性的确定值。对于偏振保存，比如，束分裂系统610是一个能将输入信号状态|S_IN>分成具有确定偏振(比如分别具有横向偏振和垂直偏振)的两个模式|S1_IN>和|S2_IN>中的偏振束分裂器。作为选择，对于角动量保存，束分裂系统610可包含分隔具有不同角动量的光子状态的全息膜。为了保存时间箱，束分裂系统610可空间分隔在不同时间箱期间为单独的测量所接收的光子。相似地，本地波包中的光子可以按照单独测量的动量而被分隔。

测量系统620包含一组非破坏性光探测器621和622以及量子相干信号加法器624。图6A示出了发明的具体实施例，其中测量系统620包含两个非破坏性探测器621和622，它们适于保存诸如具有两个独立的基础状态的偏振特性。更一般地，系统620中非破坏性探测器的数量取决于用于保存的特性的独立基础状态的数量。为了保存轨道角动量、时间箱或动量，非破坏性探测器的数量取决于可在输入状态下使用的所保存特性的可用状态的数量。以下的描述集中于偏振保存的特定例子，但是，保存其它信息，比如旋转状态、轨道角动量。时间箱或者光子状态动量的一般系统对于熟练技术人员来说是显然的。

在图6A中，每个探测器621或者622能够测量输入模式|S1_IN>或|S2_IN>以确定在输出模式|S1_OUT>或|S2_OUT>中的光子数量，并且每个探测器621或者622与上述任意的非破坏性探测器实质上可以是相同的，其提供指示着被测光子的数目的量子相干电子输出信号。从每个探测器621或622中输出的信号可以是参照图4A到4D如上所述的那样，比如由零差相位测量得到的差信号Id，或在外差测量系统中测量从暗口输出的探针光子强度的光电二极管的输出信号。探测器621被设置用于测量模式|S1_IN>，但是来自探测器621的量子相干电信号在不被察觉的情况下被输入到量子相干加法器624。相似地，探测器622被设置成用于测量第二模式|S2_IN>，并且来自探测器622的量子相干电信号在不被察觉的情况下被输入到量子相干加法器624。

量子相干加法器624将从探测器621和622中来的电信号组合以产生表示两个模式|S1_OUT>和|S2_OUT>中光子总数的输出信号NUM。为了避免将光子状态破坏成多个模式中的一个，探测器621和622还有加法器624的一些部分可以被保持充分冷却(比如在或者低于几个mK°)，使得探测器621和622中的光电二极管产生量子相干电子状态，并且电子状态通过电流加法处理保持相干。例如，加法处理可以使用布线的OR或者一对二极管来实现，所述二极管的输出端连接到布线的OR。因此，输出信号NUM可以指示何时存在处于两模式|S1_OUT>和|S2_OUT>之一中的光子，而不需要指示哪个模式|S1_OUT>或|S2_OUT>包含该光子。信号NUM因此在不需要改变偏振状态的情况下提供一对光子的测量。

探测器621和622在光子偏振方面的效果能够通过使用在模式|S1_IN>和|S2_IN>中的光子特性(比如偏振现象)的知识来控制。特别地，探测器621或622(如果任意)的优选轴能够被定向(比如与模式|S1_IN>和|S2_IN>各自的偏振方向对齐)，使得探测器621和622具有与|S1_IN>和|S2_IN>各自模式同样的效果(比如同样的相移和/或偏振旋转)。此外或者作为选择，探测器621和622中的矫正光学器件(没有示出)操纵偏振或者单独光子状态的相位，使得输出模式|S1_OUT>和|S2_OUT>具有与输入模式|S1_IN>和|S2_IN>相同的偏振关系和相位。

束组合系统630可以是偏振保持探测器中的偏振束分裂器632，其根据输出模式|S1_OUT>和|S2_OUT>来构建输出状态|S_OUT>。任选地，如果探测器621和622在各自的模式|S1_IN>和|S2_IN>上具有不同或不可预知的效果，则系统630可以包含一个或多个矫正光学元件634来使输出模式|S1_OUT>和|S2_OUT>具有与输入模式|S1_IN>和|S2_IN>相同的特性。在本发明的具体实施例中，输出状态|S_OUT>具有与状态|S_IN>相同的偏振状态，因为组成模式|S1_OUT>和|S2_OUT>具有与状态|S_IN>的组成模式|S1_IN>和|S2_IN>相同的偏振关系和相位。因而，具有期望偏振的单光子(或者N-光子)状态|S_OUT>能够根据可能不具有确定光子数量但确实具有期望偏振的输入状态|S_IN>来构建。

更一般地，当保存诸如角动量的特性时，三个或者多个模式的全部光子数量能够在不需要破坏为相应于一种模式的确定状态的情况下测量，并且三个或者多个模式能够被重新组合以产生具有确定光子数量的状态和初始特性的状态。在保存的输入状态|S_IN>的特性(比如偏振或者角动量状态)表示量子信息(比如昆比特或昆迪特)的情况下，在输入状态中光子的数量能够被测量，而在不需要破坏所保存的特性表示的量子信息。特别地，表示所保存的期望量子信息并具有所测量的光子数量的光子状态能够被构建。

图6B说明了按照本发明另一实施例的偏振保持探测器602。探测器602包括束分裂器610、一对EIT物质系统641和642、和束组合器632。束分裂器610是偏振束分裂器，其将输入信号状态|S_IN>按照偏振分成不同的模式|S1_IN>和|S2_IN>，这些模式相应地被平行引导进入到各自的物质系统641和642中。物质系统641和642还在光子探针状态|P_IN>的路径上被串行地布置，光子探针状态|P_IN>可以是具有可容易探测到的光子数量期望值(比如10-100或更多光子)的Fock状态、相干态或者压缩态。

在本发明的一个具体实施例中，每个物质系统641或642包含一个或者多个具有图2A说明的能级的四级原子或分子。输入状态|S_IN>是具有角频率ω_a的光子的状态，并且探针状态|P_IN>是具有角频率ω_c的光子的状态。激光643和644用角频率为ω_b的光子照射各自的物质系统641和642。结果，物质系统641改变探针状态|P_IN>相位的量取决于在物质系统641中输出模式|S1_OUT>中的光子数量，并且物质系统642改变了探针状态|P_IN>相位的量取决于在物质系统642中探针模式|S2_OUT>中光子数量。束组合器632将来自从物质系统641和642的模式|S1_OUT>|和|S2_OUT>整合为输出信号状态|S_OUT>。

取决于物质系统641和642两者变化的输出探针状态|P_OUT>的相位，能够如同前面描述的那样使用零差或者外差技术来被测量。作为结果的测量指示了在输出信号状态|S_OUT>中的光子的数量。由于测量不携带关于物质系统641和642中的相位单独变化的信息，因此输出信号状态|S_OUT>是状态|S1_OUT>|和|S2_OUT>的和。物质系统641和642相对于模式|S1_IN>和|S2_IN>的偏振和/或物质系统641和642中的矫正光学器件(没有示出)的方向能够被用于确保模式|S1_OUT>|和|S2_OUT>的相关相位和偏振与模式|S1_OUT>|和S2_OUT>的相关相位和偏振是相同的。结果，输出信号状态|S_OUT>具有与输入信号状态|S_IN>相同的偏振。

图6C说明了按照本发明目前任何一种实施例的偏振保持探测器604。探测器604包括束分裂器610和615、一对EIT物质系统651和652、和束组合器632。在一个具体实施例中，束分裂器610是偏振束分裂器，其将输入信号状态|S_IN>按照偏振分成不同的模式|S1_IN>和|S2_IN>，这些模式相应地被平行引导进入到各自的物质系统651和652中。束分裂器615优选为无偏振50-50束分裂器，其将状态|P_IN>分成分别应用于物质系统651和652的空间独立的探针状态|P1_IN>和|P2_IN>。探针状态|P_IN>(以及独立探针状态|P1_IN>和|P2_IN>)可以是具有可容易探测到的光子数量期望值(比如10-100或更多光子)的Fock状态、相干态或者压缩态。从同一个状态|P_IN>分离出来的输入探针状态|P1_IN>和|P2_IN>具有确定的相位关系(比如具有相同相位)。

来自物质系统651和652的输出探针状态|P1_OUT>和|P2_OUT>具有按照在各自模式|S1_IN>和|S2_IN>中光子的数量变化的相位。输出探针状态|P1_OUT>和|P2_OUT>的相关相位能够被被比较以确定在输出信号模式|S1_IN>和|S2_IN>中的光子数量，从而确定来自束组合器632的输出状态|S_OUT>的光子数量。在一个具体的实施例中，物质系统651和652是这样的，当N个光子在模式|S1_OUT>中时|P1_IN>中的相位变化是当N个光子在模式|S2_OUT>中时|P2_IN>相位变化的加性逆元。对于相关的相位差测量，探测器604包含将来自物质系统651和652的探针光束整合的无偏振50-50束分裂器660，以产生探针状态|P1_OUT>和|P2_OUT>之和及之差，并且光电二极管662和664测量该之以之差的强度。如上所述，测量来自暗口的光强度的光电二极管662能够指示在输出信号状态|S_OUT>中光子的存在。

图6D说明了按照本发明一种实施例的偏振保持光子探测器606，其使用探针状态|P1_OUT>和|P2_OUT>的零差相位测量来确定在输出信号状态|S_OUT>中的光子总数。探测器606包含束分裂器610、一对EIT物质系统641′和642′、束组合器632和零差测量系统670。如上所述，束分裂器610将具有角频率ω_a的输入信号状态|S_IN>分成被定向到各自的物质系统641′和642′的模式|S1_IN>和|S2_IN>。并且，激光643和644将具有角频率ω_a的控制场、一个或多个激光器或其它光源将具有角频率ω_c的探针状态|P1_IN>和|P2_IN>引导到各自的物质系统641′和642′。物质系统641′和642′优选的是，在模式|S1_OUT>中的单光子的存在产生探针状态|P1_IN>的相位变化与探针状态|P2_IN>的相位变化相等，探针状态|P2_IN>是当单光子存在在模式|S2_OUT>中时产生的。

零差测量系统670包含分别将探针状态|P1_OUT>和|P2_OUT>分成干扰本地振荡器LO的部件的束分裂器671和672。光电二极管674测量反射自束分裂器671和672的探针状态|P1_OUT>和|P2_OUT>和透射经过束分裂器671和672的本地振荡器的分量的组合部分的强度。光电二极管676测量透射经过束分裂器671和672的探针状态|P1_OUT>和|P2_OUT>和反射自束分裂器671和672的本地振荡器的分量的组合部分的强度。光电二极管674和676以及束分裂器671和672的成分对齐优选的是，来自光电二极管674和676的输出电流不提供所探测的光子是否来自探针状态|P1_OUT>和|P2_OUT>的指示。来自与光电二极管674和676连接的差动放大器678的信号能够被用于确定探针状态|P1_OUT>和|P2_OUT>中的至少一个是否进行相位变化，以指示模式|S1_OUT>|和|S2_OUT>之一的光子存，而不需要确定光子是处于模式|S1_OUT>|还是|S2_OUT>。如此，包含束组合器632的束组合系统能够构建具有与输入信号状态|S_IN>相同的偏振的输出状态|S_OUT>。

按照本发明另一方面，按照本发明一个实施例的非破坏性光子探测器能够将偶尔或不确定地发射单光子的常规非确定性光子源转换为释放所需要光子的确定的光子源。该确定性单光子源包含常规光子源、非破坏性光子探测器和光子存储系统。当光子探测器包含EIT系统时，EIT系统能够在用于信号测量的探针状态中引入相移并存储信号光子用于随后的释放。在操作中，非破坏性光子探测器测量从普通光子源输出状态中的光子数量。如果测量到的输出状态不是单光子，则另一个来自普通光子源的输出光子状态被测量。如果测量到的光子状态包含单光子，则测量到的光子状态被存储在光子存储系统中，从中单光子状态能够按照需要释放。如果非破坏性探测器从普通光子源中保存了诸如光子偏振或角动量等特性，则存储的光子状态将具有和输入光子相同的特性。

图7A说明了按照本发明的一个详细实施例的确定的单光子源700。光子源700包含光子栅110、测量系统720、非破坏性光子源730和光子存储系统740。

非破坏性光子源730有时候发射角频率为ω_a的单个光子，但是大多数时间仅仅发射真空。这种光子源730可以是比如电触发量子点或高度衰减的激光。光子源730的输出被测量以确定其是否发射了光子。

对于这个测量，光子源730的输出状态变为信号状态|S_IN>，其被输入到光子栅110用以测量。激光器或者其它探针源710同时产生探针状态，比如包含角频率ω_c的光子的相干态|α_c>，其被如此分离，使得一个空间分量形成连同信号状态|S_IN>输入到光子栅110的探针状态|P_IN>。光电二极管427和428和信号处理器429随后使用上面描述的技术来确定信号状态|S_IN>是否包含单光子状态。

如果初始地没有光子存在在信号状态|S_IN>中，则光子源730保持活动直到单光子被探测到。当从光电二极管428测量到的电流确定信号状态|S_IN>包含单光子的时候，光子被存储到光子存储器740中，并且光闸735切断从光子源730的进一步输出。光子存储器740可以是一个诸如光纤环或EIT系统的装置，其能够释放与存储光子匹配的量子相干光子态。存储的光子能够从光子存储器740中被释放以确定性地按需提供单光子状态。

根据本发明另一方面，在光子栅110中基于EIT的布置促使产生了探针状态中期望的相移，该布置还能够存储信号状态的单个光子。特别地，探针状态的持续时间能够被延长，以便有效减缓或者停止信号光子传过物质系统112，直到需要输出光子。由此，如果物质系统112能够用于存储单个光子，则单独的光子存储器740可以被除去。

个该类型的N个相关单光子源的阵列能够存储N个光子并且按需释放用户所选数量的光子(比如0到N)。图7B示出了N-光子源750，其包含多重的确定性光子源700-1到700-N，这些光子源能被一起用于产生包含用户所选数量的光子。每个单光子源700-1到700-N以例如与图7A中的光子源700相同的方式工作，以探测和存储单个光子。当光子源700-1到700-N都存储有单光子的时候，光子源700-1到700-N中的任意或者全部可以用于释放存储的光子以产生具有用户所选光子数量的光子状态。

虽然参照具体的实施例描述了本发明，但是这些说明只是本发明申请的一个例子并非限制本发明。对所述实施例的特征的不同的修改和组合也落在本发明的保护范围以内。

Claims (10)

1.一种探测在信号状态中的光子数目的装置，包含：

束分裂系统(610)，其将输入光子状态分成以输入光子状态中的信号光子特性的状态来区别的多个模式；

非破坏性测量系统(620)，其能够测量在所述多个模式中的光子总数，而不需识别所述多个模式中任何一个模式的光子数量；以及

束组合系统(630)，其被安置为在从非破坏性测量系统(620)输出多个模式之后组合所述多个模式。

2.如权利要求1所述的装置，其中所述特性是选自于下述组中的，该组包括偏振状态、轨道角动量在轴上的投影、信号光子到达的时间箱和信号光子的动量。

3.如权利要求1所述的装置，其中非破坏性测量系统(620)包括：

多个非破坏性探测器(621，622)，其中每个探测器(621，622)测量一个不同的模式；以及

量子相干系统(624)，其将多个非破坏性探测器的输出信号组合成一个。

4.如权利要求3所述的装置，其中每个非破坏性探测器(621)包括：

物质系统(651)，其具有第一能级和第二能级，使得每个信号光子与第一能级和第二能级之间的跃迁相耦合；

第一光源，其提供包含与物质系统(651)的第二能级和第三能级之间的跃迁相耦合的光子的第一光束，该第一光源指引第一光束与物质系统相互作用；

第二光源(643)，其提供包含与物质系统(651)的第三能级和第四能级之间的跃迁相耦合的光子的第二光束，该第二光源指引第二光束与物质系统相互作用；以及

测量系统(662，664)，被设置为测量第一光束和第二光束之一的变化，以探测物质系统(651)中的信号光子。

5.如权利要求1或2所述的装置，其中非破坏性测量系统(620)包括：

多个物质系统(641)，其中物质系统(641)在多个模式各自的路径上并且串行地设在探针光子状态的路径上；以及

测量系统，被设置为测量在物质系统(641)中引起的探针光子状态的总体变化。

6.如权利要求1或2所述的装置，其中非破坏性测量系统(620)包括：

第一物质系统(641′)，其在多个模式中的第一个模式的路径上；

第二物质系统(642′)，其在多个模式中的第二个模式的路径上；

第一探针状态和第二探针状态的光源，所述第一探针状态和第二探针状态被分别输入到第一物质系统(641′)和第二物质系统(642′)；以及

相位测量系统(670)，其在第一探针状态和第二探针状态分别从第一物质系统(641′)和第二物质系统(642′)输出之后接收所述第一探针状态和第二探针状态。

7.一种探测在信号状态中的光子数目的方法，包括：

将信号状态分成由要保存的特性值所区别的多个模式；

测量在所述多个模式中的光子总数，而不需识别所述多个模式中任何一个模式的光子数量；以及

在测量光子总数之后组合所述多个模式。

8.根据权利要求7的方法，其中测量在多个模式中光子总数的方法包括：

将所述模式指引到各自的光闸中；

将探针状态指引到光闸中去，其中每个探针状态是光子状态；

测量发生在光闸中的探针状态变化的累积；并且

从所测量的变化来推断信号状态中的光子总数。

9.根据权利要求7的方法，其中测量多个模式中的光子总数的方法包括：

将所述多个模式并行指引到相应的物质系统(641，642)中；

将探针状态串行地指引通过物质系统(641，642)；

测量发生在物质系统中的探针状态变化的累积；并且

从累积的变化来推断信号状态中的光子总数。

10.根据权利要求7的方法，其中测量在多个模式中光子总数包括：

将所述多个模式并行指引到相应的物质系统(651，652)中；

分别将多个探针状态并行指引通过物质系统(651，652)；

从物质系统输出探针状态之后测量所述探针状态中相位差；以及

从所述相位差来推断信号状态中的光子总数。

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