Observaciones de los retrasados

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 9758 (2023) Citar este artículo

1411 Accesos

Detalles de métricas

La superposición cuántica es la piedra angular de la mecánica cuántica, donde las franjas de interferencia se originan en la autointerferencia de un solo fotón a través de características fotónicas indistinguibles. Los experimentos de elección retardada de Wheeler se han estudiado ampliamente sobre la dualidad onda-partícula durante las últimas décadas para comprender la teoría de la complementariedad de la mecánica cuántica. El corazón del borrador cuántico de elección retardada está en la característica cuántica mutuamente excluyente que viola la relación causa-efecto. Aquí, demostramos experimentalmente el borrador cuántico utilizando pares de fotones coherentes mediante la elección retardada de un polarizador colocado fuera del interferómetro. Las soluciones de coherencia del borrador cuántico observado se derivan de un interferómetro típico de Mach-Zehnder, donde la violación de la relación causa-efecto se debe a mediciones selectivas de elección de base.

Los experimentos de elección retardada propuestos por Wheeler en 19781 para la teoría de la complementariedad2 han sido intensamente estudiados durante las últimas décadas3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13,14,15,16. Aunque el concepto original de la teoría de la complementariedad es de carácter exclusivo entre entidades no conmutables como la posición y el momento, se han desarrollado experimentos de elección retardada para el control de la medición de la dualidad onda-partícula en un sistema interferométrico3. La dualidad onda-partícula de un solo fotón muestra una relación de equilibrio entre la visibilidad marginal basada en la naturaleza de la onda y la información de dirección basada en la naturaleza de la partícula4. Los experimentos de elección retardada se han demostrado ampliamente utilizando luces térmicas5, fotones entrelazados6,7,8, átomos9,10,11, neutrones3, láseres atenuados4,12,13 y fotones individuales antiagrupados14,15. En la elección tardía, un post-control de las mediciones resulta en un fenómeno paradójico de violación de la relación causa-efecto16. El borrador cuántico se basa en la poselección de medidas, eligiendo17 o borrando18 una de las naturalezas. Recientemente, se ha desarrollado el borrador cuántico para revertir una naturaleza determinada mediante mediciones posteriores utilizando fotones entrelazados19, fotones coherentes13,20, luces térmicas21 y fotones antiagrupados11,22.

En el presente artículo, el borrador cuántico de elección retardada se demostró experimentalmente utilizando fotones coherentes mediante controles de base de polarización, donde los fotones coherentes se obtienen a partir de un láser de onda continua (cw) atenuado. Al igual que algunos esquemas de elección retardada13,14,18,19,21, el presente es para el control posterior de la naturaleza fotónica predeterminada. Aquí, nuestro interferómetro Mach-Zehnder (MZI), compuesto por un divisor de haz polarizador (PBS) y un divisor de haz (BS), está configurado para la naturaleza de las partículas de acuerdo con la ley de Fresnel-Arago23 o operadores cuánticos que no interactúan24. Por lo tanto, la información de dirección de un único fotón dentro del MZI es un hecho predeterminado, lo que da como resultado que no haya franjas de interferencia en los puertos de salida del MZI. Sin embargo, sin controlar el MZI en sí, recuperamos experimentalmente la naturaleza ondulatoria del fotón controlando la base de polarización del fotón de salida utilizando un polarizador13,14,19,21. Si las mediciones posteriores muestran una franja de interferencia, esto representa una violación de la relación causa-efecto, ya que la elección del polarizador satisface la separación espacial. Para ello, medimos las correlaciones de intensidad de primer y segundo orden utilizando una unidad de conteo de coincidencias.

La Figura 1 muestra el esquema del actual borrador cuántico de elección retardada que utiliza fotones coherentes generados a partir de un láser cw atenuado (consulte la sección "Métodos"). Para la Fig. 1, se utiliza una unidad de conteo de coincidencias (CCU, DE2; Altera) para correlaciones de intensidad de primer y segundo orden entre dos detectores D1 y D2 (SPCM-AQRH-15, Excelitas). Para la correlación de segundo orden, la CCU solo cuenta los fotones doblemente agrupados, donde la proporción de generación de fotones doblemente agrupados con respecto a fotones individuales es ~ 1% en el número medio de fotones \(\langle n\rangle \sim 0.01\) ( consulte la Sección A de los Materiales complementarios). Para la correlación de intensidad de primer orden, ambos canales de entrada de la CCU de D1 y D2 se miden individualmente durante un período de 0,1 s por punto de datos (ver Fig. 2). Las estadísticas de Poisson ignoran los fotones agrupados de orden superior (consulte la Sección A de los Materiales complementarios). Para proporcionar aleatoriedad de polarización de un solo fotón, se coloca una placa de media onda (HWP) girada \(22,5^\circ\) justo antes del MZI. Según el siguiente PBS, el fotón único dentro del MZI muestra características distinguibles del fotón con información perfecta en qué dirección: \({|\psi \rangle }_{MZI}=\frac{1}{\sqrt{2}}\left ({|V\rangle }_{UP}+{|H\rangle }_{LP}\right)\). Por lo tanto, los fotones medidos fuera del MZI muestran la naturaleza de partícula predeterminada de un solo fotón (no se muestra), como en las referencias 13,14,19.

Esquema del borrador cuántico. (Círculo de puntos) Proyección sobre un polarizador. L: láser, HWP: placa de media onda, PBS: divisor de haz polarizador, H (V): polarización horizontal (vertical), M: espejo, PZT: transductor piezoeléctrico, BS: divisor de haz, P: polarizador, D1/ D2: detector de fotón único. CCU: unidad de conteo de coincidencias. La luz del láser L está polarizada verticalmente con respecto al plano de incidencia. Cada punto coloreado indica un único fotón que tiene la misma amplitud de probabilidad.

Observaciones experimentales del borrador cuántico de elección retardada. (paneles superiores) Rojo: \(\uptheta =45^\circ\), Azul: \(\uptheta =-45^\circ\), Verde: \(\uptheta =0^\circ\), Negro: \ (\uptheta =90^\circ\). \(\Delta \mathrm{L}\ll {l}_{c}\), donde \(\Delta \mathrm{L}\) es la diferencia de longitud de camino entre UP y LP. \({l}_{c}\) es la longitud de coherencia del láser L. (panel inferior izquierdo) Detección de coincidencia para los paneles superiores (color coincidente). (panel inferior derecho) \(\Delta \mathrm{L}\gg {l}_{c}\) para los paneles superiores (\(\uptheta =\pm 45^\circ ;0^\circ ;90^\circ )\). Los recuentos de fotones son de 0,1 s. Los puntos de datos totales para cada \(\uptheta\) en cada panel son 360. El error estadístico medido en cada dato es inferior al 1% (consulte Materiales complementarios).

Debido a las características distinguibles predeterminadas de los fotones de la naturaleza de las partículas, el MZI no da como resultado una franja de interferencia dependiente de \(\mathrm{\varphi }\) para los fotones de salida (\({E}_{1};{E }_{2}\)). Como se ha demostrado14,19, esto se debe a operadores cuánticos que no interfieren24 o simplemente a la ley de Fresnel-Arago23. Debido a la física clásica de la relación causa-efecto, la acción de los polarizadores (Ps) fuera del MZI para los fotones de salida (\({E}_{1};{E}_{2}\)) no debería cambiar la naturaleza fotónica predeterminada dentro del MZI. Para satisfacer la separación espacial, la longitud de cada brazo del MZI se establece en 2 m, lo que corresponde a \(>6\mathrm{ ns}\) en la elección retrasada de P. En cuanto a la resolución temporal (\(< 1\mathrm{ ns}\)) del detector de fotón único así como de la CCU (6 ns), se cumple la condición de separación espacial. Por lo tanto, cualquier medida que infrinja debería pertenecer al misterio cuántico del borrador cuántico de elección retardada.

El ángulo de rotación del polarizador \(\uptheta\) es con respecto al eje vertical \(\widehat{\mathrm{y}}\), como se muestra en el recuadro. \({E}_{0}\) denota la amplitud de un solo fotón. El número medio de fotones se establece en \(\langle n\rangle \sim 0.01\) para satisfacer condiciones incoherentes e independientes de mediciones estadísticas, lo que da como resultado una separación media entre fotones (600 m) mucho mayor que la longitud de coherencia ( 3 mm) del láser cw (consulte la Sección A de los Materiales complementarios). Los pares de fotones doblemente agrupados también se cumplen para esta condición. Por lo tanto, las mediciones de la Fig. 1 son para un conjunto estadístico de fotones individuales controlados por Ps.

Para el control de fase MZI \(\mathrm{\varphi }\), la diferencia de longitud de trayectoria \((\Delta \mathrm{L})\) se ajusta para que sea mucho menor que la longitud de coherencia \({l}_ {c}\) (3mm). Esta condición de coherencia MZI se prueba fácilmente para la misma interferencia MZI basada en polarización. Por tanto, el MZI de la Fig. 1 satisface un esquema general de interferómetros de fotón único (sin interferencias)25. Cada fotón de salida (\({E}_{1}\) o \({E}_{2}\)) del MZI se puede representar mediante un estado de superposición de las bases de polarización ortonormal con amplitudes de probabilidad iguales: \( {|\psi \rangle }_{out}=\frac{1}{\sqrt{2}}\left(|V\rangle {e}^{i\varphi }+|H\rangle \right)\) . Esta aleatoriedad de la base de polarización de los fotones de salida de MZI se origina en las bases de polarización aleatoria proporcionadas por el HWP rotado \(22.5^\circ\). En la referencia 14, el control de medición con Ps en la Fig. 1 se reemplaza por un sistema modulador electroóptico (EOM) combinado de óptica lineal. Mediante este módulo de conmutación EOM, se satisface el mismo esquema MZI que en la Fig. 1 para el control posterior de los fotones de salida14. También se han discutido casos de fotones clásicos para los mismos resultados del borrador cuántico20,21, donde se han presentado diferentes análisis por separado5,11,22.

Para interpretar coherentemente el borrador cuántico de elección retardada en la Fig. 1, se analiza el PBS-BS MZI utilizando un enfoque de coherencia:

donde \(\left[BS\right]=\frac{1}{\sqrt{2}}\left[\begin{array}{cc}1& i\\ i& 1\end{array}\right]\) y \(\left[\Phi \right]=\left[\begin{array}{cc}1& 0\\ 0& {e}^{i\varphi }\end{array}\right]\)26. \({E}_{0}\) es la amplitud de un solo fotón. \(\widehat{V}\) (\(\widehat{H}\)) representa un vector unitario del componente de polarización vertical (horizontal) del fotón de entrada \({E}_{0}\): \( |V\rangle =\widehat{V}{E}_{0}\) y \(|H\rangle =\widehat{H}{E}_{0}\). Las entradas de \({E}_{1}\) y \({E}_{2}\) por el HWP y PBW rotados \(22.5^\circ\) se analizan en la Sección. D del material complementario usando la matriz de Mueller: \({{\varvec{E}}}_{01}=i\widehat{V}\frac{{E}_{0}}{\sqrt{2}}\) ; \({{\varvec{E}}}_{02}=\widehat{H}\frac{{E}_{0}}{\sqrt{2}}\). La función del HWP rotado \(22.5^\circ\) es dar una amplitud de probabilidad igual de fotones polarizados ortogonalmente a PBS. Aquí, la matriz 4 × 1 de productos tensoriales de polarización de ruta se reduce a una matriz de 2 × 1 mediante PBS, lo que da como resultado la correlación de polarización vertical (horizontal)-ruta superior (inferior). El enfoque de coherencia de la ecuación. (1) es para la naturaleza ondulatoria de un fotón, lo que da como resultado que no dependa del número de fotones. En cambio, la información de fase es crítica13,20,21. Lo más importante es que la interferencia entre las polarizaciones \(\widehat{H}\) y \(\widehat{V}\) de un fotón en la BS muestra características independientes del fotón en ambos puertos de salida (\({E}_{ 1}\); \({E}_{2}\)) debido a bases de polarización ortogonal que no interactúan23,24. Por lo tanto, las intensidades medias calculadas de \({E}_{1}\) y \({E}_{2}\) en la ecuación. (1) son \(\langle {I}_{1}\rangle =\langle {I}_{2}\rangle =\langle {I}_{0}\rangle /2\), independientemente de \( \mathrm{\varphi }\), donde \({I}_{0}={E}_{0}{E}_{0}^{*}\). Estas son las soluciones de coherencia del PBS-BS MZI para la naturaleza partícula de un solo fotón con información perfecta de dirección, lo que da como resultado características distinguibles del fotón.

Al insertar un polarizador (P) fuera del MZI, la ecuación. (1) se reescribe coherentemente para la proyección de polarización en P (ver recuadro de la Fig. 1):

donde \(\theta\) es el ángulo de rotación de P. Por lo tanto, las Ecs. (2) y (3) representan proyecciones de polarización del fotón de salida sobre los polarizadores: \(\widehat{V}\to \widehat{p}cos\theta\) y \(\widehat{H}\to \widehat{ p}sin\theta\). Aquí, el \(\uptheta\) positivo es para el sentido de las agujas del reloj desde el eje vertical de la dirección de propagación del fotón (z) (consulte el recuadro de la Fig. 1). Sin embargo, para la rotación negativa, las proyecciones se denotan por \(\widehat{V}\to \widehat{p}cos\theta\) y \(\widehat{H}\to -\widehat{p}sin\theta \). La proyección sobre el polarizador P representa la acción de la elección retardada del borrador cuántico.

Las intensidades medias calculadas de las Ecs. (2) y (3) son los siguientes:

Las ecuaciones (4) y (5) son las soluciones analíticas del borrador cuántico de la Fig. 1 (ver también la Fig. 2). Aquí, la coherencia del MZI es para cada fotón, lo que da como resultado la autointerferencia en el MZI25. Debido al bajo número medio de fotones, no existe coherencia entre fotones consecutivos, lo que satisface la condición de un conjunto estadístico. Para \(\mathrm{\uptheta }=0\), las características distinguibles originales del fotón aparecen sin franjas de interferencia independientemente de φ.

Para \(\uptheta =\pm \frac{\uppi }{4} \left(\pm 45^\circ \right)\), las ecuaciones. (4) y (5) se reescriben para la correlación de intensidad de primer orden:

Para las ecuaciones. (6) y (7), las mismas mediciones de fotones proyectados por P se han demostrado en las referencias 14,15 para fotones individuales y un polarizador en la referencia 19, lo que da como resultado que el borrador cuántico utilice fotones entrelazados. Aunque el control del bloque EOM parece un control directo del MZI14, corresponde a la combinación de PBS y P en la Fig. 1 (consulte la Sección B de los Materiales complementarios). En los procesos SPDC, los fotones entrelazados satisfacen automáticamente ambos signos \(\pm\) en las ecuaciones. (6) y (7) mediante la mezcla espacial de la señal y los fotones inactivos27. Ésta es la diferencia fundamental entre fotones coherentes y pares de fotones entrelazados para el borrador cuántico28. La suma de las bases de polarización en las Ecs. (6) y (7), por lo tanto, corresponde al caso de pares de fotones entrelazados, siempre que se trate de la correlación de intensidad de primer orden19. En cuanto a la violación de causalidad, así, las Ecs. (6) y (7) son testigos de la característica cuántica del borrador cuántico de elección retardada de la Fig. 1. La intensidad total a través de Ps es uniforme con una pérdida de fotones del 50%, independientemente del ángulo de los polarizadores. Esta medición selectiva por parte de P a costa de una pérdida de eventos del 50% es el origen del borrador cuántico, como se argumenta de manera diferente a favor de no elegir el borrador cuántico29.

La correlación de intensidad de segundo orden \({R}_{AB}\) mediante detección de coincidencia entre D1 y D2 en la Fig. 1 muestra el producto de intensidad entre las ecuaciones. (6) y (7):

donde un par de fotones doblemente agrupados se relaciona con \(2{I}_{0}\). En comparación con la referencia 19 basada en fotones entrelazados, la oscilación duplicada en la ecuación. (8) se debe a las franjas desfasadas en D1 y D2, lo que da como resultado una naturaleza clásica. A diferencia de la correlación no local causada por la detección de coincidencias, la ecuación. (8) no es para la característica cuántica de una relación de fase conjunta28. Esto se debe a que no existe tal acción de fase conjunta por parte de los polarizadores (que se analiza en otra parte)30.

Los paneles superiores de la Fig. 2 muestran las pruebas experimentales del borrador cuántico de elección retardada en la Fig. 1 para fotones individuales coherentes medidos por D1 y D2, respectivamente, para dos \(\mathrm{\theta s}\ diferentes). Como se esperaba de las Ecs. (6) y (7), aparecen franjas en ambas medidas para \(\uptheta =\pm 45^\circ\). Sin embargo, no aparece ninguna franja para \(\uptheta =0^\circ ;90^\circ\), como se esperaba en las ecuaciones. (4) y (5) (ver las líneas verdes y negras superpuestas). Las franjas observadas representan la naturaleza ondulatoria del fotón dentro del MZI en la Fig. 1. El error estadístico (desviación estándar) en las mediciones de un solo fotón es inferior al 1% (consulte la Sección A de Materiales complementarios). Este es un gran beneficio de usar fotones coherentes de un láser estabilizado en comparación con los fotones entrelazados del proceso de conversión descendente paramétrico espontáneo (SPDC) o los fotones antiagrupados de los centros de color NV, cuyos respectivos recuentos de fotones son inferiores al 10%19 y al 1%. 14 de la Fig. 2. Debido a que el PB-MZI no está estabilizado activamente, la mayoría de los errores se deben a la turbulencia del aire que afecta las longitudes de trayectoria del MZI. En condiciones normales de laboratorio, el PB-MZI se estabiliza durante unos pocos minutos, donde el tiempo total de recopilación de datos de cada panel en la Fig. 2 es de 36 s (consulte la Sección C de Materiales complementarios).

El panel inferior izquierdo de la Fig. 2 sirve para la detección de coincidencias con los paneles superiores (color coincidente). Los recuentos de fotones para la detección de coincidencia en el panel inferior izquierdo son menos del 1% de los del panel superior izquierdo de fotones individuales. Esto se debe a las estadísticas de Poisson para \(\langle n\rangle \sim 0.01\). Como se esperaba en la ecuación. (8) para el producto de coherencia, el período de oscilación de franja duplicada es el resultado directo del producto de intensidad entre ellos que muestra la naturaleza clásica. Este producto de intensidad del panel inferior izquierdo no tiene nada que ver con la característica cuántica no local debido a diferentes propósitos sin parámetros de control local independientes19,30.

El panel inferior derecho de la Fig. 2 es para la condición de incoherencia de cada fotón estableciendo la diferencia de longitud de trayectoria MZI (\(\mathrm{\Delta L}\)) mucho mayor que la longitud de coherencia \({l}_{ c}\) del láser. Como se muestra, la coherencia del fotón único en el MZI es la clave del borrador cuántico. Este hecho nunca ha sido discutido seriamente hasta ahora, aunque parece obvio16. Las franjas observadas en la Fig. 2 para la correlación de intensidad de primer orden demuestran el mismo borrador cuántico misterioso14 porque la naturaleza de partícula predeterminada del fotón dentro del MZI (ver la línea verde) no puede controlarse ni cambiarse mediante las mediciones posteriores de la salida. fotones13,14,19. Debido al beneficio de la óptica de coherencia, las visibilidades observadas en los paneles superiores de la Fig. 2 son casi perfectas.

Los experimentos de elección retardada se realizaron para el borrador cuántico mediante control posterior de la base de polarización de fotones coherentes en un esquema de detección de coincidencias para la correlación de intensidad de primer orden. También se obtuvieron las soluciones de coherencia correspondientes en las mismas configuraciones para el borrador cuántico. Al igual que los borradores cuánticos convencionales de elección retardada que utilizan bases de polarización ortogonales, las características fotónicas predeterminadas de la naturaleza de partículas se convirtieron retrospectivamente en naturaleza ondulatoria mediante una proyección de base de polarización postseleccionada, lo que resultó en la violación de la causa-efecto en la física clásica, donde la La información predeterminada de los fotones en la dirección fue completamente borrada por la elección posterior del polarizador que satisface la separación espacial. El coste de las postmediciones por parte del polarizador es una pérdida del 50% de los eventos de medición. Como es habitual en las características cuánticas no locales, el borrador cuántico observado también se debió a las mediciones selectivas de las bases de polarización mixtas.

En la Fig. 1, el láser L es SDL-532-500 T (Shanghai Dream Laser), cuya longitud de onda central y longitud de coherencia son 532 nm y 3 mm, respectivamente. La luz láser está polarizada verticalmente. Para las polarizaciones aleatorias pero ortogonales de un solo fotón, se gira una placa de media onda (HWP) 22,5 grados desde su eje rápido. Para un solo fotón, el láser L se atenúa mediante filtros de densidad neutra, lo que satisface la distribución de Poisson (consulte Materiales complementarios). Las mediciones de ambos fotones de salida del MZI las realiza la CCU (DE2; Altera) a través de un conjunto de detectores de fotón único D1 y D2 (SPCM-AQRH-15, Excelitas). El tiempo muerto y la tasa de conteo en oscuridad de los detectores de fotón único son 22 ns y 50 conteos/s, respectivamente. El tiempo de resolución del detector de fotón único es de ~ 350 ps, ​​cuya duración del pulso eléctrico convertido es de ~ 6 ns. Para la proyección de polarización de Ps en la Fig. 1, se establecen cuatro ángulos de rotación diferentes (- 45, 0, 45 o 90 grados) en el sentido de las agujas del reloj con respecto al eje vertical de la dirección de propagación de la luz. La CCU mide los recuentos de fotones para cada punto de datos en la Fig. 2 durante 0,1 sy se calcula mediante un programa Labview casero.

En la Fig. 2, el número medio de fotones se establece en \(\langle n\rangle \sim 0.01\). El número máximo de fotones individuales medidos en cada puerto de salida MZI es de ~ medio millón por segundo, lo que da como resultado una distancia media entre fotones de 600 m. En comparación con la longitud de coherencia del láser de 3 mm, está claro que los fotones individuales medidos son completamente independientes e incoherentes entre sí. En nombre del divisor de haz polarizador (PBS), los componentes polarizados perpendicular y horizontalmente de un fotón incidente se separan en las trayectorias superior (UP) e inferior (LP), respectivamente. Ambos componentes divididos de un solo fotón se recombinan en la BS, lo que da como resultado PB (PBS-BS)-MZI. Por lo tanto, los fotones en el PB-MZI en la Fig. 1 se comportan como partículas, lo que resulta en que no hay franjas de interferencia en los puertos de salida. En otras palabras, los fotones dentro del MZI representan información perfecta de dirección o características distinguibles.

La longitud de cada brazo del PB-MZI se establece en 2 m, y la diferencia de longitud de trayectoria entre UP y LP se mantiene en mucho menos de 3 mm para satisfacer la condición de coherencia de cada fotón. Esta condición de coherencia es esencial para los experimentos con borradores cuánticos de elección retardada. El control de fase \(\mathrm{\varphi }\) del PB-MZI se realiza mediante una montura óptica piezoeléctrica (PZT; KC1-PZ, Thorlabs) conectada por un controlador PZT (MDT693A, Thorlabs) y un generador de funciones. (AFG3021, Tektronix). Para la Fig. 2, los datos se miden en el modo de escaneo \(\mathrm{\varphi }\), donde la resolución de fase es \(\frac{2\uppi }{180}\) radianes. Por lo tanto, la Fig. 2 tiene 180 puntos de datos para un ciclo de 2 \(\uppi\) de \(\mathrm{\varphi }\) (consulte la Tabla S1 de los materiales complementarios). La posición BS para la recombinación de dos componentes divididos de un solo fotón está bien ajustada para una superposición completa entre ellos.

Todos los datos generados o analizados durante este estudio se incluyen en este artículo publicado.

Wheeler, JA En Fundamentos matemáticos de la teoría cuántica, Marlow, AR Ed. (Academic Press, 1978), págs. 9–48.

Bohr, N. En Teoría y medición cuánticas, JA Wheeler, WH Zurek, Eds. (Princeton Univ. Press, Princeton, Nueva Jersey, 1983), págs. 9–49.

Scully, MO y Englert, B.-G. & Walther, H. Pruebas ópticas cuánticas de complementariedad. Naturaleza 351, 111-116 (1991).

ADS del artículo Google Scholar

Schwindt, PDD, Kwiat, PG y Englert, B.-G. Dualidad cuantitativa onda-partícula y borrador cuántico que no se borra. Física. Rev. A 60, 4285–4290 (1999).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Peng, T., Chen, H., Shih, Y. y Scully, MO Borrador cuántico de elección retardada con luz térmica. Física. Rev. Lett. 112, 180401 (2014).

Artículo ADS PubMed Google Scholar

Garg, A. & Mermin, ND Ineficiencias del detector en el experimento de Einstein-Podolsky-Rosen. Física. Rev. D 35, 3831–3835 (1987).

Artículo ADS CAS Google Scholar

DuÈrr, S., Nonn, T. & Rempe, G. Origen de la complementariedad mecánico-cuántica investigada mediante un experimento de "en qué dirección" en un interferómetro atómico. Naturaleza 395, 33–37 (1998).

ADS del artículo Google Scholar

Ionicioiu, R., Jennewein, T., Mann, RB y Terno, DR ¿Es la objetividad onda-partícula compatible con el determinismo y la localidad? Nat. Comunitario. 5, 4997 (2014).

Artículo PubMed PubMed Central Google Scholar

Wang, K., Xu, Q., Zhu, S. y Ma, X.-S. Superposición de onda-partícula cuántica en un experimento de elección retardada”. Nat. Fotón. 13, 872–877 (2019).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Manning, AG, Khakimov, RI, Dall, RG y Truscott, AG Experimento de elección retardada de Wheeler con un solo átomo. Nat. Física. 11, 539–542 (2015).

Artículo CAS Google Scholar

Aharonov, Y. & Zubairy, MS El tiempo y lo cuántico: borrando el pasado e impactando el futuro. Ciencia 307, 875–879 (2005).

Artículo ADS MathSciNet CAS PubMed MATH Google Scholar

Ionicioiu, R. & Terno, DR Propuesta de experimento cuántico de elección retardada. Física. Rev. Lett. 107, 230406 (2011).

Artículo ADS PubMed Google Scholar

Dimitrova, TL y Weis, A. Borrado cuántico de un solo fotón: un experimento de demostración. EUR. J. Física. 31, 625 (2010).

Artículo CAS Google Scholar

Jacques, V. et al. Realización experimental del experimento Gedanken de elección retardada de Wheeler. Ciencia 315, 966–978 (2007).

Artículo ADS CAS PubMed MATH Google Scholar

Tang, J.-S. et al. Realización del experimento cuántico de elección retardada de Wheeler. Nat. Fotón. 6, 600–604 (2002).

Artículo de Google Scholar

Ma, X.-S., Kofler, J. & Zeilinger, A. Experimentos de elección retardada y sus realizaciones”. Mod. Rev. Física. 88, 015005 (2016).

ADS del artículo Google Scholar

Scully, MO y Drühl, K. Borrador cuántico: un experimento de correlación de fotones propuesto sobre la observación y la "elección retrasada" en la mecánica cuántica. Física. Rev. A 25, 2208–2213 (1982).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Kim, Y.-H., Yu, R., Kulik, SP y Shih, Y. Borrador cuántico retardado de “elección”. Física. Rev. Lett. 84, 1–5 (2000).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Herzog, TJ, Kwiat, PG, Weinfurter, H. & Zeilinger, A. La complementariedad y el borrador cuántico. Física. Rev. Lett. 75, 3034–3037 (1995).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Chur, BR y Yudichak, TW Modelo clásico de un borrador cuántico de elección retardada. Física. Rev. A 103, 062213 (2021).

Artículo ADS MathSciNet Google Scholar

Dou, L.-Y., Silberberg, Y. y Song, X.-B. Demostración de complementariedad entre la información del camino y la interferencia con la luz térmica. Física. Rev. A 99, 013825 (2019).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Kastner, RE El 'borrador cuántico de elección retardada' no borra ni retrasa. Encontró. Física. 49, 717–727 (2019).

Artículo ADS MATEMÁTICAS Google Scholar

Henry, M. Leyes de Fresnel-Arago para la interferencia en luz polarizada: un experimento de demostración”. Soy. J. Física. 49, 690–691 (1981).

ADS del artículo Google Scholar

Hardy, L. Fuente de fotones con polarizaciones correlacionadas y direcciones correlacionadas. Física. Letón. A 161, 326–328 (1992).

Artículo ADS MathSciNet Google Scholar

Grangier, P., Roger, G. y Aspect, A. Evidencia experimental de un efecto anticorrelación de fotones en un divisor de haz: una nueva luz sobre las interferencias de un solo fotón. Eurofis. Letón. 1, 173-179 (1986).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Degiorgio, V. El cambio de fase entre los campos ópticos transmitidos y reflejados de un espejo semirreflectante sin pérdidas es π/2. Soy. J. Física. 48, 81–82 (1980).

ADS del artículo Google Scholar

Zhang, C., Huang, Y.-F., Liu, B.-H., Li, C.-F. y Guo, G.-C. Fuentes de conversión descendente paramétrica espontánea para experimentos multifotónicos. Adv. Tecnología cuántica. 4, 2000132 (2021).

Artículo de Google Scholar

Kim, T., Fiorentino, M. & Wong, FNC Fuente de fase estable de fotones entrelazados por polarización utilizando un interferómetro Sagnec de polarización”. Física. Rev. A 73, 012316 (2006).

ADS del artículo Google Scholar

Qureshi, T. El borrador cuántico de elección retardada no deja otra opción. Internacional J. Theor. Física. 60, 3076–3086 (2021).

Artículo MathSciNet MATEMÁTICAS Google Scholar

Ham, BS Interpretación de coherencia de la correlación cuántica no local en un borrador cuántico de elección retardada. arXiv:2206.05358v5 (2022).

Descargar referencias

Esta investigación fue apoyada por el MSIT (Ministerio de Ciencia y TIC), Corea, bajo el programa de apoyo ITRC (Centro de Investigación de Tecnología de la Información) (IITP-2023–2021-0–01810) supervisado por el IITP (Instituto de Tecnología de la Información y las Comunicaciones). Planificación y Evaluación). BSH también reconoce que este trabajo también contó con el apoyo de GIST-GRI 2023.

Centro de Procesamiento de Información de Fotones y Escuela de Ingeniería Eléctrica e Informática, Instituto de Ciencia y Tecnología de Gwangju, 123 Chumdangwagi-ro, Buk-gu, Gwangju, 61005, Corea del Sur

Regreso Kim y Byoung S. Ham

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

SK concibió la idea, realizó experimentos y proporcionó los datos. BSH desarrolló la idea, analizó los datos y escribió el manuscrito.

Correspondencia a Byoung S. Ham.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Springer Nature se mantiene neutral con respecto a reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

Acceso Abierto Este artículo está bajo una Licencia Internacional Creative Commons Attribution 4.0, que permite el uso, compartir, adaptación, distribución y reproducción en cualquier medio o formato, siempre y cuando se dé el crédito apropiado al autor(es) original(es) y a la fuente. proporcione un enlace a la licencia Creative Commons e indique si se realizaron cambios. Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material. Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la normativa legal o excede el uso permitido, deberá obtener permiso directamente del titular de los derechos de autor. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Reimpresiones y permisos

Kim, S., Ham, BS Observaciones del borrador cuántico de elección retardada utilizando fotones coherentes. Informe científico 13, 9758 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-36590-7

Descargar cita

Recibido: 08 de marzo de 2023

Aceptado: 06 de junio de 2023

Publicado: 16 de junio de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-36590-7

Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido:

Lo sentimos, actualmente no hay un enlace para compartir disponible para este artículo.

Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenidos Springer Nature SharedIt

Al enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y pautas de la comunidad. Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.