Jul 20, 2023
Гибридный фотон
Scientific Reports, том 12, номер статьи: 17655 (2022) Цитировать эту статью 965 Доступов 1 Цитирований 1 Подробности об альтметрических метриках Мы описываем новый тип блокады в гибридном режиме, генерируемый
Том 12 научных отчетов, номер статьи: 17655 (2022 г.) Цитировать эту статью
965 Доступов
1 Цитаты
1 Альтметрика
Подробности о метриках
Мы описываем новый тип блокады в гибридном режиме, возникающем за счет линейного взаимодействия фотонных и фононных мод. Мы называем этот эффект гибридной фотон-фононной блокадой и показываем, как его можно генерировать и обнаруживать в управляемой нелинейной оптомеханической сверхпроводниковой системе. Таким образом, мы изучаем корреляции числа бозонов в фотонной, фононной и гибридной модах в линейно связанных СВЧ и механических резонаторах со встроенным в один из них сверхпроводящим кубитом. Мы находим такие параметры системы, при которых наблюдаем восемь типов различных комбинаций эффектов блокады или туннелирования (определяемых через суб- и суперпуассоновскую статистику соответственно) для фотонов, фононов и гибридных бозонов. В частности, мы обнаружили, что гибридная фотон-фононная блокада может быть создана путем смешивания фотонных и фононных мод, которые не проявляют блокады.
Фотонная блокада (ПБ)1, называемая также оптическим усечением состояний (см. обзоры в работах 2,3) или нелинейными квантовыми ножницами (обзор см. в работе 4), является оптическим аналогом кулоновской блокады. В частности, это относится к эффекту, при котором один фотон, генерируемый в управляемой нелинейной системе, может блокировать генерацию большего количества фотонов. Свет, генерируемый идеальным (или «истинным») ПБ, демонстрирует как субпуассоновскую статистику числа фотонов, так и антигруппировку фотонов. Но даже если одно из этих свойств соблюдено, часто используется термин ПБ.
ПБ было продемонстрировано экспериментально в различных управляемых нелинейных системах с одним5,6,7,8,9,10,11 и двумя12,13 резонаторами, в бимодальном резонаторе14 или даже в системах без резонаторов15. Экспериментальные платформы, на которых наблюдался ПБ, включают: резонаторную квантовую электродинамику (КЭД) с резонаторами Фабри-Перо5, фотонные кристаллы6 и резонаторы с режимами шепчущей галереи16, а также схему КЭД7,8. Заметим, что возможность создания однофотонного состояния в управляемом резонаторе с нелинейной керровской средой была предсказана еще в работах17,18,19, но только в публикации [1], где был введен термин «фотонная блокада». , вызвал большой интерес к изучению этого эффекта как теоретически, так и экспериментально. Можно утверждать, что многие исследования, опубликованные уже в 1970-х и 1980-х годах по антигруппировке фотонов и субпуассоновскому свету (см., например, обзоры в [20,21,22] и ссылки в них), на самом деле касаются эффектов, связанных с ПБ, хотя такая связь ( к оптическому аналогу кулоновской блокады) там явно не упоминалось.
В дополнение к первоначальной идее использования ПБ в качестве однофотонного турникета с одиночными1,16,23 или несколькими24 выходами, ПБ может иметь гораздо более широкое применение в квантовой нелинейной оптике на однофотонном уровне, включая нелинейные эффекты, индуцированные одним фотоном. , снижение квантового шума за счет антигруппировки фотонов, моделирования невзаимных нелинейных процессов или изучения киральности в исключительных точках для квантовой метрологии и т. д.
Был предложен ряд обобщений стандартного эффекта одиночного ФП, в том числе: (1) двух- и многофотонные версии ФП, впервые предсказанные в работах 25,26 и продемонстрированные экспериментально в работах 11,27; (2) нетрадиционный ПБ, предсказанный в [28] и экспериментально продемонстрированный в [12,13]; (3) традиционные и нетрадиционные невзаимные эффекты ПБ, предсказанные в работах 29,30 и (по крайней мере частично) подтвержденные экспериментально в работе 31; (4) зависящие от состояния PB32, (5) исключительные PB33 и (6) линейные квантовые ножницы, основанные на условных измерениях для: одиночного PB34,35,36, что было экспериментально продемонстрировано в [37], а также двух-PB38. и multi-PB39,40 с использованием многопортовых интерферометров Маха-Цендера41. Этот вероятностный подход к ПБ делает возможным также недетерминированную квантовую телепортацию и более избирательное усечение оптических состояний, например, сжигание дырок в гильбертовом пространстве42. Относительно примера (2) отметим, что ПБ в двух управляемых керровских резонаторах впервые изучалась в работах43,44, но только для относительно сильных керровских нелинейностей. Удивительно, но ПБ сохраняется в таких двухрезонаторных системах даже при чрезвычайно слабых керровских нелинейностях, что впервые было предсказано в [28] и объяснено посредством деструктивной квантовой интерференции в [45]. Этот эффект теперь называется нетрадиционным PB46.
1\), defines the super-Poissonian statistics (also referred to as zero-delay-time photon bunching), which is a signature of PIT in a given system. To observe the ‘true’ effects of PB and PIT, also other criteria should be satisfied, such as nonzero-delay-time photon antibunching and higher-order sub-Poissonian photon-number statistics. Indeed, an ideal conventional PB, which can be served as a single-photon source, usually should also be verified by studying higher-order correlation functions, \(g^{(n)}(0)\) for \(n>2\). For example, in case of single-PB (1PB) conditions \(g^{(2)}(0)<1\) and \(g^{(n)}(0)<1\) for \(n>2\) should be fulfilled./p> 0.1\,\omega _{i}\) and \(g>\omega _{i}\), respectively64, where \(i=\mathrm{SMR}, m, q\). In these regimes, the quantum Rabi and Hopfield models cannot be reduced to the Jaynes–Cummings and frequency-converter models, respectively. However, we study the system for the parameters specified in Eqs. (28)–(30), for which the ratios of the coupling strengths and frequencies, \(f/\omega _i\) and \(g/\omega _i\), are \(<0.002\). So, the system is in the strong-coupling regime, and far away from the border line with the USC regime. Moreover, the chosen detunings are \(|\omega _{_\mathrm{SMR}}-\omega _m|/\omega _{_\mathrm{SMR}} \le 2.6 \times 10^{-3}\) and \(|\omega _{_\mathrm{SMR}}-\omega _q|/\omega _{_\mathrm{SMR}} < 8 \times 10^{-4}\). Thus, it is clearly seen that we can safely apply the RWA. Anyway, as a double test, we have calculated time-dependent second-order correlation functions for the Hamiltonian \(H'_{\pm }\) and \(H_{\pm }\) for the parameters set in Eqs. (28)–(30) for various evolution times assuming classical drives (as specified below) and no dissipation. And we have found that the differences between the correlation functions calculated for the models with and without the RWA are negligible on the scale of figures. The inclusion of dissipation in the system makes such differences even smaller./p>1\)], and sub-Poissonian (otherwise). Analogously, one can define higher-order Poissonian, sub-Poissonian, and super-Poissonian statistics for \(k>2\). Such higher-order criteria are not only crucial in analysing multi-PB and multi-PIT effects11,29,53, but they are also important in testing whether a specific PB effect is a ‘true’ PB, which can be used for generating single photons or phonons. These higher-order statistics are studied in “Methods”./p>1\), where \(\kappa _\mathrm{\max }=\max \{\kappa _a, \kappa _b, \gamma \}\). On the other hand, Fig. 3b shows the same yellow region in the weak-coupling regime, i.e., when \(g/\kappa _\mathrm{\max }<1\), but this figure was calculated for the QD-driven system, which is discussed in the next section./p>1\) witnesses PIT and the quantum nature of this effect is explored further below./p>g^{(2)}(\tau )\), which is usually defined for short or very short delay times \(\tau\)72. It is worth noting that photon antibunching was first experimentally observed in the 1970s by Kimble, Dagenais, and Mandel73. This was historically the first experimental demonstration of the quantum nature of an electromagnetic field, which cannot be explained classically, unlike photoelectric bunching./p>0\) for \(n=a,b,c\) at \(\Delta _{_\mathrm{SMR}}=0\). In particular, the probability of absorbing a single photon decreases here. However, if a photon is absorbed, it enhances the probability of capturing subsequent photons, this effect produces the super-Poissonian statistics, which is due to the fact that the probability of observing a single photon is also very small (\(P_{10g}\ll 1\)) and smaller than the probability of observing two photons6,76./p>0\) at this frequency in Fig. 8b. Clearly, we are here in resonance with higher-energy levels, while the drive strength is very small, \(\eta _{a}/\gamma =0.7\). The probability of observing a single photon is also small as the peak for \(\Delta _c= 0\), but if a single photon is absorbed, then the probability of capturing subsequent photons increases, as for PIT./p>1\) and/or \(g^{(4)}(0)>1\), which are signatures of higher-order photon/phonon resonances and multi-PIT (see “Methods”). Actually, by calculating the second-order correlation function to witness the PB and PIT phenomena, higher-order correlation functions can be used to test whether a given effect is indeed: (1) single-PB or single-PIT, (2) multi-PB or multi-PIT, or (3) nonstandard versions of these effects, as discussed in “Methods” and, e.g., in Refs.29,53. As mentioned above, these parameters allow us to achieve the sub-Poissonian statistics for a relatively long delay times./p>0\), while the hybrid mode c is sub-Poissonian, as \(\log g_c^{(2)}(0)<0\). By increasing the coupling g between the SMR and qubit, the mode b becomes sub-Poissonian, as being affected by the nonlinearity of the mode a./p> 1/\kappa\) and oscillations in \(g_c^{(2)}(\tau )\) are absent in the hybrid mode c. Moreover, boson bunching is observed, when \(g_a^{(2)}(\tau )\) drops rapidly for delay times greater than the cavity photon lifetime, as considered in Fig. 5d,e./p>g\). For these parameters, only a weak nonlinearity is induced in the mode b. Thus, the anharmonicity of energy levels cannot explain the PB effect observed as a dip at these three dips (see Fig. 9b). Actually, these dips in \(\log g^{(2)}_b(0)\) are due to single-photon resonant transitions, which correspond to unconventional PB, as explained by the non-Hermitian effective Hamiltonian method in the next section and in “Methods”./p>g^{(2)}(0)\) does not necessarily imply \(g^{(2)}(0)<1,\) as in Case III, which can be seen in Fig. 7c,f. In addition, as another example related to Case IV, let us consider a Fock state \(| n \rangle\) with \(n\ge 2\), for which \(g^{(2)}(0)=1-1/n\), such that if \(n=2\) then \(g^{(2)}(0)=0.5,\) so \(g^{(2)}(0)<1\) and it is not accompanied by boson antibunching, but bunching in this case./p>
Русский
English
Français
Deutsch
Español
Italiano
Português
日本語
한국어
Дом