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npj 量子情報第 8 巻、記事番号: 58 (2022) この記事を引用

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高出力ファイバのシングルモード動作を形成するには、利得媒体の光学特性についての正確な知識が必要です。これには、ファイバのコアとクラッド間の屈折率差 (Δn) を正確に測定する必要があります。我々は、低コヒーレンスHong-Ou-Mandel干渉法に基づく量子光学法を利用して、広帯域のエネルギー時間もつれ光子を使用した屈折率差の実用的な測定を実行します。この方法で達成された精度の向上は、単一光子干渉法に基づく古典的な方法でベンチマークされています。古典的な領域では、すでに報告されている古典的な方法と比較して精度が1桁向上していることを示します。驚くべきことに、量子領域では、精度向上に 4 という追加係数が実証され、6 × 10−7 という最先端の Δn 精度が示されました。この研究により、量子フォトニクス計測が、光増幅専用の材料のより迅速で信頼性の高い設計を可能にする強力な特性評価ツールとして確立されました。

ファイバー光源は、高い平均出力、優れたビーム品質、シングルパスおよびマルチパス利得、および機敏性の点で優れた性能を備えているため、フォトニクス分野における重要な成長技術の 1 つです1。これらは、生物医学分野における既存の科学的および産業的応用に革命をもたらし、たとえば産業材料の処理だけでなく、計測学やイメージングなどの新しい応用も開始しました 2,3。ファイバーレーザーの開発は、高出力の伝播を可能にするための、カスタマイズされた導波路設計と低損失光学材料合成の間の補完的なアプローチに依存しています。導波路工学には多大な努力が払われ、微細構造超大面積モードファイバー (VLMA) などの特殊ファイバーアーキテクチャが誕生しました。光学材料もまた、専門的なエンジニアリング作業を通じて大きな注目を集めています6,7。しかし、過去 10 年間の進歩にもかかわらず、光学材料特性の正確な特性評価を可能にする実験方法はまだ存在していません。顕著な例は VLMA ファイバーです。それらの製造の基礎は、導波路のコアとクラッドを構成する 2 つの異なる材料間の屈折率差 Δn についての正確な知識にあります。大きなコア内でシングルモード動作を保証するには、屈折率差 Δn は 10−5 未満でなければなりません。ファイバー5. 関連する精度は少なくとも 1 桁低く、つまり ~10-6 である必要があります。残念ながら、光コヒーレンストモグラフィー (OCT) に基づく最先端の精度の達成は、主に波長分散により 10−4 8,9,10 に限られています。

この論文では、古典的な方法と比較して4倍の強化に相当する、6×10−7までの精度でΔnの測定を可能にする量子OCTに基づく実験方法を紹介します。これは、低コヒーレンスのエネルギー時間もつれ光子を供給されるホン・オウ・マンデル（HOM）型干渉計を利用することにあります11。単一光子ベースの実験と比較して、量子二光子状態の利用には 2 つの主な利点があります 12,13: (i) エネルギー相関による分散相殺のおかげで、機器の分解能はサンプル内の偶数次分散の影響を受けません。(ii) ) 試験対象サンプル (SUT) の損失に対する堅牢性が強化されています14。精度の向上に加えて、このアプローチは SUT に依存しないため、汎用的かつ多用途の光学特性測定が可能になります 15。

HOM 干渉法は量子光学の基本概念 11 であり、量子テレポーテーションともつれ交換の中心にある区別できない光子の測定 16 に特に関連しています 17,18。さらに、HOM 効果は、強化された位相センシングに基づく量子計測で広く使用されている状態クラスである、経路もつれのある 2 光子 N00N 状態 19 を生成するために利用されています。これには、顕微鏡検査 20、材料特性の測定 15、および医療および生物学的センシング 21 が含まれます。これらのアプリケーションに共通する概念は、正確な Δn 測定に必要な相対時間遅延を正確に決定することにあります。現在までのところ、HOM 効果を使用して最高精度の時間遅延測定を取得するための重要な要素は次のとおりです。 i) 干渉計の安定性を大幅に向上させると同時に、複屈折サンプルのみに適用を制限するコモンパス形状、および ii) 単一光子のコヒーレンス長 (<100 μm) を超えない非常に短いサンプルの使用 24,25。

ここでは、長さ 50 cm のサンプルを使用したデュアルアーム構成での QOCT に基づく実用的な Δn 測定を提案します。この方法は、それぞれが特性評価される特定の材料に関連付けられている 2 つの光路間の時間遅延を測定することを目的としています。注目に値するのは、HOM 干渉計は、古典的な干渉計で通常経験されるような、複雑で高価な安定化システムを回避する 2 つのアーム間の相対位相変動の影響を受けないことです。さらに、特殊な 2 芯ロッドタイプのファイバーパッケージングにより、2 つの素材に対して厳しい条件 (同じ長さと温度) が設定されます。

私たちの測定方法の中心となるマッハツェンダー干渉計（MZI）26による二光子状態の進化の概要を図1aに示します。

a ペアは 4 つの異なるパスに沿って移動できます。 2 つのパスが区別できない場合、同時計数の干渉が発生する可能性があります。 2 つのフォトンの異なる色は表現のみを目的としていることに注意してください。理想的には、ペアになった光子は区別できません。 b 平衡型干渉計の出力における干渉パターン。

ここでは、二次非線形結晶から自発パラメトリックダウンコンバージョン (SPDC) によって生成されるエネルギー時間もつれ光子対を考慮します。このような 3 波の混合プロセスは、ωp = ωi + ωs および \(\overrightarrow{{k}_{{{{\rm{p}}}}}=\overrightarrow{{それぞれ k}_{{{{\rm{i}}}}}}+\overrightarrow{{k}_{{{{\rm{s}}}}}\)、p、i、sそれぞれポンプ、アイドラー、シグナルフォトンを指します。それらの状態は次のように書くことができます

ここで \({a}_{{\omega }_{{{{\rm{s}}}}}}^{{\dagger} }\) (\({a}_{{\omega }_{ {{{\rm{i}}}}}^{{\dagger} }\)) は、周波数 ωi (ωs) で入力モード a での光子の作成演算子です。 G(ωi, ωs) と ∣G(ωi, ωs)∣2 は、それぞれ結合スペクトルの振幅と密度です。後者は、1 つの光子が周波数 ωi で検出され、もう 1 つの光子が ωs で検出される確率に対応します。 ∫dωidωs∣G(ωi, ωs)∣2 = 1であることに注意してください。周波数ωpのレーザーを使用したCW領域で生成された二光子の結合スペクトル振幅は、G(ωi, ωs) = g(ωi)gで与えられます。 (ωs)δ(ωp − ωi − ωs)。両方の光子は、通常、スプリアス周波数成分から光子のスペクトルを除去するために追加される同じバンドパスフィルターを通過します (実験的な SPDC ソースの詳細については、27 を参照)。 g(ω) の正確な形式は、位相整合条件とフィルターの透過プロファイルの両方に依存します。ガウス型フィルターの場合、 \(g(\omega )={(2\pi \sigma )}^{-1/4}\cdot {{{{\rm{e}}}}}^{ \frac{-{(\omega -{\omega }_{p}/2)}^{2}}{4\sigma 2}}\)、帯域幅 σ は ωp/2 を中心とします。このような状態を MZI に送信すると (図 1 を参照)、デバイスの 2 つの出力ポート間で 2 光子の一致を検出する確率は、2 つのアーム間の調整可能な遅延 τ の関数として次のようになります26:

ここで、α と Pc(0) はそれぞれ、HOM ディップの視程と 2 光子イベントを登録する平均確率を表します。

同時計数における干渉は、区別できない経路の確率振幅間で発生します。式では、 (2) 3 つの用語を識別できます。最初の項は定数であり、考えられるすべての識別可能なパスから派生します。第2項は、同じ経路に沿った移動の重ね合わせにおける2光子の寄与に関連しており（図1aのケース（i）および（ii））、いわゆるN00Nの干渉によりフランソン型振動が発生します。このような 2 光子状態は、位相感度を係数 N(2) だけ高めますが、精度はハイゼンベルクで制限されています 29。その結果、干渉縞が中心周波数ではなく、ポンプ周波数 ωp で発振します。第 3 項は、異なるアーム (図 1a のケース (iii) と (iv)) を経験する 2 つの光子と、それら 2 つの同一の単一モードの干渉 (すべての観測対象物にわたって) から来ています。干渉計の 2 番目のビームスプリッター. これは HOM 効果と同等であり、同時計数のディップが発生し、その形状と幅は光子のスペクトル振幅 g に依存します。 (2) は、図 1b に示すように、フランソン型インターフェログラムに HOM ディップを重ね合わせたものです。光路差測定の精度は、光子のスペクトル帯域幅に直接関係していることを強調しなければなりません。幅が広いほど、HOM ディップは狭くなり、精度が向上します。

古典的な OCT では、出力ポートの 1 つにおける強度 I(τ) は、経路差 τ の関数として次のようになります。

ここで、I0 は平均強度、V は実験的な可視性、ωc はインターフェログラムの中心周波数、f(τ) はスペクトルの幅と形状に依存する包絡線関数です。分散がなければ、SPDC スペクトル内のすべての周波数成分が同時に 2 番目のビームスプリッターに到着して干渉するため、f(τ) は τ = 0 の最大値 1 に達します。分散により、異なる周波数が異なる時間に到着するため、可視性が低下し、包絡線関数 f(τ) が大きくなります。したがって、分散効果により、OCT における光路差の等価性を決定する際の達成可能な精度が低下します。一方、HOM 干渉法は、波長分散の支配項を含む偶数次分散の影響を受けません 12、30、31、32。関連する実験的可視性 α (式 (2)) は、2 つの光子の区別不能性 (時間、偏光、空間モードの観点から) にのみ依存します。これにより、標準的な OCT には当てはまらない、試験対象のサンプルによって追加される伝播損失に対する強力な耐性も得られます。したがって、量子アプローチは、テスト対象のサンプルの特性（波長分散、損失）に完全に依存しないため、実際の量子計測シナリオに対処する観点から、信頼性が高く、実用的で、高精度の測定が可能になります。

我々は、VLMA ファイバーのコアとクラッドを構成する 2 つの材料間の Δn を測定することを目的としています。これら 2 つの材料は、特別な 2 コア (各コアに 1 つの材料) ロッドタイプのファイバーに埋め込まれています。図 2 に示す実験設定により 1 つのコアについて得られた、OCT 方式と QOCT 方式の両方について測定されたインターフェログラムを図 3 に示します。オフセット Δτ を使用した 2 番目のコアでも同様のパターンが得られます。実験設定と方法論の両方の詳細な説明は、「方法」セクションで提供されます。

a 周期分極反転ニオブ酸リチウム導波路 (PPLN-wg) を 780 nm (CW レーザー) で励起して、もつれ光子対を生成します。これらはスペクトル的にバンドパスフィルター (BPF) 処理され、自家製のマッハツェンダー干渉計に送信されます。 1 つのアームは調整可能で、もう 1 つのアームには 2 コアのロッド型ファイバーサンプルが含まれています。 2 つの出力モードは、同時計数を記録するために時間デジタル変換器 (TDC) に接続された 2 つの超電導ナノワイヤ単一光子検出器 (SNSPD) に向けられます。 b 90 nm 通過帯域フィルターを使用した場合と使用しない場合の SPDC スペクトルの測定。両方の曲線は最大値に関して正規化されています。 FWHM は 44 nm であることがわかります。 c 特殊2芯ファイバーの断面図。 2 つのコア間のエバネッセント結合を回避するために、2 つのコア間には低屈折率の障壁があり、それらの間に障壁があります。各コアの直径は約 10 μm で、それらは約 30 μm 離れています。コア 1 (薄赤色) とコア 2 (薄青色) は、それぞれ VLMA ファイバーのコアとクラッドを構成する材料を指します。スタックの最も外側のリングに配置されている 6 つの赤い要素は、スタックをジャケットチューブに確実にフィットさせるために使用される小さなシリカロッドであることは注目に値します。

a 遅延 τ の関数として、1 つの出力ポートで測定された光子数。 b λ = 1560 nm での位相縞を分解できる中央領域のズーム。この適合により、可視性が 0.5 であると推測できます。 c 遅延 τ の関数としての 2 つの出力ポート間の測定された一致数。 d λ = 780 nm でのフランソン型振動を分解できる中央領域のズーム。近似により、可視性が 0.74 であると推測できます。すべてのデータは、1 点あたり 1 秒の取得時間で測定されます。

両方の方法で精度を推定する前に、OCT と比較して、HOM 干渉法で期待される向上を評価します。 OCT インターフェログラム測定の場合、図 3a に示す単一カウントの振動を式 3 に従って当てはめます。 (3)。視程と半値幅は、それぞれ VOCT = 50% および 134 μm と推定されます。実験と当てはめたOCTインターフェログラムの両方を示す拡大図を図3bに示します。この視認性の低下は主に 2 コアサンプルの伝播損失に起因します。

同様に、式3を使用して、図3cに示す実験的なHOMディップを当てはめます。 (2)。 HOM ディップの対応する生の可視度および FWHM はフィッティング曲線 (図 3d) から推定され、それぞれ VQOCT = 74% および 25.8 μm に等しくなります。もつれ光子ペアの幅 44 nm のスペクトルの場合、FWHM は 21.7 μm と予想されます。この 19% の拡大は 3 次分散によるもので、わずかに非対称になりますが、積分値は一定に保たれます 30,31。したがって、この広がりにより、予想される VQOCT が同様の量、つまり 74% に制限されます。その結果、奇数の高次分散が存在する場合、可視性は 2 つの光子の区別がつかないかどうかの基準として考慮できなくなります。この場合、むしろ、ガウスバンドパスフィルターのフーリエ変換によって得られる HOM ディップの理論的な積分を、実験的な HOM ディップの積分と比較する必要があります。この比率は 94% に等しく、生の等価 HOM ディップ可視度から 3 次分散の寄与を差し引いた値に相当します。さらに、この非単位比は、2 つの入力光子間の不完全なモードマッチングと、わずかにアンバランスなビームスプリッターによって説明されます。

精度は主にソースのコヒーレンス長によって決まり、これはスペクトル帯域幅に反比例します。 HOM ディップ幅は、古典的なインターフェログラムの包絡線関数より 5 倍短いです。色分散により古典的なインターフェログラムが広がりますが、可視性は 2 つの光子の区別がつかないことだけに依存するため、HOM ディップは本質的に変化しません。量子アプローチの堅牢な動作は、古典的な光の代わりにもつれた光子の使用によって達成される強化の中心にあります。

達成可能なΔn 測定の精度は、主にインターフェログラムの幅に依存しますが、その強度の変動にも依存します。偶然の数と単一光子の数の間には 100 の係数があります。これは、デュアルコアファイバの出力から干渉計の出力までの全体的な損失が約 20 dB であることに起因します。主な貢献は、自由空間からファイバーへの結合と 2 コアファイバーへの注入によるものです。偶然数と単一光子の計数はポアソン統計に従うため 33、古典的な測定と比較して、量子のショットノイズによる変動が最大 10 倍発生します。したがって、古典的手法と量子手法の間で精度が 5 倍弱向上することが期待できます。

両方のアプローチの統計的精度を推測するために、すべての測定が 70 回繰り返されました。実験全体を通じて同じ環境条件 (基本的には温度) を維持するために、2 コアファイバーの 2 つのコアを毎回切り替えます。統計データ解析の結果を図 4 に示します。 ΔτOCT = 40.7(12) μm が得られ、これは古典的な測定値を 1 桁上回っており 8,9、OCT および QOCT アプローチに対応する ΔτQOCT = 41.1(3) μm です。、それぞれ。これは、\({\sigma }_{{{\Delta }}n}^{{{{\rm{OCT}}}}}=24\,\times 1{0}^{ に等しい Δn 精度に相当します。 -7}\) と \({\sigma }_{{{\Delta }}n}^{{{{\rm{QOCT}}}}}=6\,\times 1{0}^{-7 }\)。 Δn に関して達成された最高の精度であるこの精度は、インターフェログラムの幅とカウント統計に関連する変動を考慮すると、私たちの期待とよく一致します。この強化は、エネルギー時間もつれ光子ペアの特有の特性を明確に示したものであり、色分散の相殺を可能にします12。したがって、この研究は、光学サンプルの特性に関する事前知識がなくても、そのような量子の利点が光学サンプルの特性を評価する上で非常に興味深いことを示しています。これは、現実的なサンプルや長いサンプルを扱う場合にはさらに興味深いものになります。

正規分布を仮定したデータに適合します。

図 4 の標準偏差の原因はいくつかの理由から生じます。同じ条件で屈折率差を測定するための 2 つのコア間の切り替え方法により、機械的ドリフトにより光学長に不可避的に小さな系統誤差が発生します。これらの変動を最小限に抑えるために、入力レンズと出力レンズの位置が固定され、実験の全期間を通じて同じ焦点が維持されます。レンズの焦点内にファイバーを位置合わせするために、ファイバーの両端を動かすことを好みます。こうすることで、角度調整エラーが最小限に抑えられます。さらに、熱揺らぎはあらゆる種類の干渉法にとって、特に長いサンプルが含まれる場合に重要な役割を果たします。 ΔT ~ 0.1 K の温度変動により、量子測定において 1 位相フリンジ程度のドリフトが生じることに注意してください。私たちは実験室条件で作業しており、両方のコアが同じロッド内に含まれているため、システムは記録時間内で 0.1 K よりも安定していることが確認されました。全体の測定の合計時間は、図 4 のヒストグラムに必要なすべてのデータに対応して 8 時間かかります。これには、熱的変動と機械的変動による分散と、推定方法による分散の両方が含まれます（補足情報を参照）。

たとえば、より大きな SPDC スペクトル 32 や最尤推定器を利用する技術を使用する際に、最大の情報内容 24 を含む位置に干渉計を事前調整することで、精度をさらに向上させることが可能です。これらの要求の厳しい方法では、超高精度のアクティブな熱安定化が必要であり、さらなる技術的課題が課せられます。私たちの方法は実用性と精度の間のトレードオフであり、アクティブ安定化システムの複雑な実装を必要とせず、同時に高精度を達成し、ユーザーフレンドリーです。

この論文では、同じファイバー内に埋め込まれた 2 つの材料間の屈折率差を測定するために、QOCT と呼ばれる 2 光子干渉に基づく実験方法を実装しました。 HOM 干渉法と大きな周波数もつれ光子ペアを使用して、最大 σQOCT = 6 × 10−7 という前例のない精度を達成しました。 QOCT と OCT アプローチを比較しました。標準的なアプローチを使用してすでに超高精度の結果が得られていますが、HOM 干渉法における偶数項分散の非感受性と損失に対する堅牢性の両方により、QOCT 測定の精度が 4 倍向上していることがわかりました。私たちの正確な結果は、特に将来の強力なファイバーレーザーの開発に不可欠な特殊な大モードエリアファイバーなど、さまざまな分野で使用されるでしょう。

実験装置を図2aに示します。 780 nm で動作する連続波レーザーは、タイプ 0 周期分極反転ニオブ酸リチウム導波路 (PPLN-wg) を励起し、SPDC を介して、縮退した広帯域のエネルギー時間もつれ光子対を生成します。図2bは、PPLN-wgの出力におけるスペクトル密度（∣g(ω)∣2に対応）を示しています。サイドピークは、1560 nm を中心とする 90 nm 通過帯域フィルターのおかげで除去されます。フィルタリングされたスペクトルは、44 nm の半値全幅 (FWHM) のガウス関数によってフィッティングできます。

タイプ 0 の位相整合光源の選択は、その自然な広帯域 SPDC スペクトル、つまり低コヒーレント光子によって決定されます。生成された光子はマッハツェンダー干渉計に送られます。リファレンスは、ナノ位置決めステージを介して、0 ～ 500 μm の範囲で 20 nm の精度で調整できます。もう一方のアームにはサンプルが含まれており、特殊な 2 コアファイバーです。ピエゾアクチュエータにより、導波路軸の横断面内で一方のコアからもう一方のコアへの高速切り替えが可能になります。 2つのコアは、VLMAのコアとクラッドを構成する材料に対応する異なる材料で作られており（図2cを参照）、2つの光路を導きます。コア間の結合を防ぐために、コアはエアギャップによって分離されています。ファイバーの曲率や偏光ドリフトから生じる系統誤差を避けるために、ファイバーは実際には中実のロッドに埋め込まれていることに注意してください。シングルモードファイバービームスプリッターは、干渉計の両方のアームからの信号を再結合して、同一の空間モードへの投影を保証します。さらに、偏波モードの区別を確実にするために、自由空間アームに偏波コントローラ (λ/2、λ/4、λ/2 波長板) が追加されています。

実験方法は、コアの 1 つに量子光を結合し、HOM ディップの高速スキャン (~min) を実行し、もう一方のコアに切り替えた後にこの手順を繰り返すことで構成されます。各コアは異なる材料で作られているため、2 つのインターフェログラムの中心には、2 つのコア間の光路差に正確に対応するオフセット Δτ があります。サンプルの正確な物理長 L = 50.0(1) cm がわかれば、\({{\Delta }}n=\frac{{{\Delta }}\tau) で与えられる 2 つのコア間の屈折率差を推定できます。 {L}\)。この 2 つの素材は、特殊な 2 芯ロッド型ファイバー内にセットされています。したがって、ロッドタイプのファイバの準備、特に研磨された端面の角度には特別な注意が払われます。実際の残留角度は 0.3° 以下であることが保証されています。有利なことに、精度測定はΔｎから、時間領域における光路差Δτを高精度で決定する能力に移される。 Δn の値は、材料と導波路の両方の寄与を含む群屈折率の差に関連します。後者の寄与は、2 つの材料間の屈折率の違いを推測するために、標準的なシミュレーションのおかげで簡単に評価して除去できます34。

2 つのコア間の光路差 Δτ を決定するという観点から、フーリエ変換ベースの推定器 35,36 が、変換下の特性に基づいて実装されます \({{{{\mathcal{FT}}}}}_{x }[f(x+{t}_{0})](\omega )={{{{\mathcal{TF}}}}}_{x}[f(x)](\omega )\cdot {{ {{\rm{e}}}}}^{{{\rm{i}}}}\オメガ {t}_{0}}\)。補足情報セクションで詳細に説明されているように、2 つの HOM ディップ間の遅延に対応するオフセット Δτ は、低周波数 (HOM ディップに対応) でのインターフェログラムのスペクトル位相の線形フィットから推定されます。。 QOCT 方式と OCT 方式を公平に比較するには、両方のソースのスペクトル帯域幅が同一である必要があります。我々は、QOCT アプローチと OCT アプローチの出力ポートの 1 つで同時計数と単一光子を同時に利用します。さらに、量子アプローチに関しては、同様のフーリエ変換ベースの推定器を適用し、単一光子の中心周波数付近の位相をフィッティングします。量子推定方法と古典推定方法の両方の詳細な説明は付録にあります。

精度を正確に推定するために、同じサンプルの 2 つのコア間で 70 回切り替え、量子および古典的手法を介して毎回 Δτ を推定し、両方のアプローチの統計的精度を推測します。

データは、合理的な要求に応じて著者から入手できます。

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この作業は、欧州開発地域基金 (FEDER) によって欧州連合から付与されたプロジェクト OPTIMAL の枠組みの中で実施されました。著者らはまた、METROPOLISプロジェクトを通じた国立研究庁（ANR）、FINDERと名付けられたプロジェクトの下でそのプログラム「Mission interdisciplinairité」を通じたCNRS、そしてコート大学の下での未来への投資プログラムを通じたフランス政府からの財政的支援にも感謝している。 d'Azur UCA-JEDI プロジェクト (Quantum@UCA) は、ANR (ANR-15-IDEX-01) によって管理されます。著者らは、IDQ からの技術サポートにも感謝しています。データの後処理について支援していただいた Elie Gouzien 氏と Yann Bouret 氏にも感謝します。

D.行為

現在の住所: RCQI, Institute of Physics, Slovak Academy of Sciences, Dúbravská Cesta 9, 84511, Bratislava, Slovakia

F.カイザー

現在の住所: シュトゥットガルト大学、統合量子科学技術センター、シュトゥットガルト、ドイツ

コートダジュール大学、CNRS、ニース物理学研究所、06108、ニース Cedex 2、フランス

M. ライスナー、F. マゼアス、D. アクタス、R. キャノン、G. サウダー、F. カイザー、S. タンジリ & L. ラボンテ

リモージュ大学、XLIM、UMR、7252、リモージュ、フランス

R. ダウリア、B. ルコント、P. ロイ、R. ジャミエ

PubMed Google Scholar でこの著者を検索することもできます

実験はMR、FM、DA、RCが実施した。 RD、BL、PR、RJ は 2 コアファイバーの設計と製造を担当しました。 MR、FKLL、ST が実験を計画しました。 MR、LL、ST は PR と RJ からの情報をもとに論文を執筆しました

L. ラボンテへの通信。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

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転載と許可

Reisner、M.、Mazeas、F.、Dauliat、R. 他。量子もつれによる屈折率差の量子限界測定。 npj Quantum Inf 8、58 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41534-022-00567-7

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受信日: 2021 年 9 月 28 日

受理日: 2022 年 4 月 20 日

公開日: 2022 年 5 月 16 日

DOI: https://doi.org/10.1038/s41534-022-00567-7

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