Les différentes architectures de sources de photons intriqués en polarisation

La réalisation d’une source de photons intriqués ayant le potentiel d’être implé- mentée dans les architectures de télécom actuelles, nécessite une étude à plusieurs niveaux. En premier lieu, il faut choisir la configuration et l’architecture de source ainsi que le processus non-linéaire optique qui permettent d’obtenir les meilleurs valeurs de visibilité, de paramètre S et de brillance. Je compte donc présenter en première partie les différentes architectures de sources de photons intriqués en pola- risation, ainsi que les performances rapportées. L’une des motivations importantes qui a déterminé les choix de configurations étudiées dans la littérature est la possi- bilité d’interfaçage de la source avec une mémoire quantique, dans une perspective de répéteur quantique pour les communications à longue distance. L’acceptance spectrale des mémoires quantiques étant en général de l’ordre de la dizaine de MHz [CMJ08], la contrainte associée à cet objectif est de réduire la bande spectrale de la source. Je vais donc présenter l’état de l’art de ce type de sources, avant d’aborder les considérations propres à mon travail de thèse où au contraire on souhaite exploiter toute la bande spectrale générée naturellement par fluorescence paramétrique, ou même ajouter des éléments permettant de l’élargir. Le nombre de canaux de sortie utilisables du démultiplexeur, et par conséquent le nombre d’utilisateurs desservis sera d’autant plus grand que cette bande spectrale est large. La deuxième partie sera donc consacrée aux différentes méthodes de génération de paires de photons en large bande. Dans la dernière partie de ce chapitre, je rapporterai les différents travaux faisant part de l’utilisation du démultiplexage en longueur d’onde avec les sources de photons intriqués en polarisation. Il est important de noter que certaines de ces études, publiées en 2013 se sont déroulées en parallèle de ce travail de thèse. Le bilan de ces articles me permettra toutefois de montrer l’ori- ginalité de mes objectifs, qui rendent ce travail complémentaire des autres résultats publiés.

Cette partie présente un panorama des différents types de sources de photons intriqués en polarisation. Tout d’abord, les sources basées sur les cristaux massifs, les premières configurations étudiées et qui sont donc les mieux maîtrisées à ce jour. On montrera en particulier comment elles permettent de « battre les records » enterme de violation des inégalités de Bell. En second lieu il est intéressant, en vue d’une utilisation dans les réseaux de télécommunications, d’examiner la possibilité de générer des paires de photons intriqués directement dans des fibres optiques et de voir si l’on peut obtenir d’aussi bonnes performances de cette manière. On s’intéresse ensuite aux perspectives d’intégration de ces sources. Un premier pas dans cette direction est le remplacement des cristaux massifs par des guides d’onde, réalisé par plusieurs équipes. Je terminerai ce tour d’horizon par les premiers résultats de sources totalement intégrées « sur puce ». Le tableau récapitulatif 3.1 permettra deDans le chapitre 1 nous avons vu que dans le cas d’un accord de phase de type I ou de type 0, les photons de la paire générée possèdent la même polarisation. Nous allons voir comment il est possible cependant de générer de l’intrication en polarisation avec ce type d’accord de phase.

une configuration basée sur deux cristaux non-linéaires placés en série, de type BBO (beta baryum borate) en accord de phase de type I. Un faisceau de pompe à la longueur d’onde de 351 nanomètres permet la génération de paires de photons signal et complémentaire à la longueur d’onde dégénérée de 702 nanomètres. La phase relative φ entre les paires HH et VV peut-être ajustée en variant l’angle entre l’axe du cristal et le plan de propagation pour chacun d’entre eux. Une mesure de paramètre de Bell est effectuée et une valeur S = 2, 7007 est rapportée. Une visibilité de 99,6 % avec soustraction des coïncidences accidentelles (98,8 % sans corrections) est mesurée dans la base à 45 degrés. Un graphe de la phase en fonction de la longueur d’onde dégénérée de conversion est donné par la figure 3.1. L’équipe rapporte avoir obtenu une source réglable en longueur d’onde sur 30 nanomètres. Dans leur travaux les plus récents [CMAUne autre méthode en accord de phase de type I consiste à effectuer un double passage dans un cristal afin d’obtenir les 2 polarisations HH et VV. König et al. [KMWA05] utilisent ce principe avec un cristal de PPLN. Un faisceau de pompe de longueur d’onde de 532 nanomètre permet la génération de la fluorescence paramé- trique en double pompe contrapropageante générant une paire de photons signal et complémentaire aux longueurs d’ondes respectives de 795 et 1609 nanomètres. Une fois la paire générée, les photons de la paire empruntent un chemin différent comme décrit dans la figure 3.2. Un des deux photons de la paire subit un retournement de polarisation grâce à une lame demi-onde. Le miroir dichroïque DM2 réfléchit le photon signal et transmet le photon complémentaire tandis que le miroir dichroïque M1 réfléchit le photon complémentaire.