Jul 20, 2023
Fóton híbrido
Scientific Reports volume 12, Artigo número: 17655 (2022) Citar este artigo 965 Acessos 1 Citações 1 Detalhes da Métrica Altmétrica Descrevemos um novo tipo de bloqueio em modo híbrido gerado por
Scientific Reports volume 12, Artigo número: 17655 (2022) Citar este artigo
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1 Citações
1 Altmétrico
Detalhes das métricas
Descrevemos um novo tipo de bloqueio em modo híbrido gerado pelo acoplamento linear dos modos fotônico e fonônico. Nos referimos a esse efeito como bloqueio híbrido fóton-fônon e mostramos como ele pode ser gerado e detectado em um sistema supercondutor optomecânico não linear acionado. Assim, estudamos correlações número-bóson nos modos fóton, fônon e híbrido em ressonadores mecânicos e de micro-ondas acoplados linearmente com um qubit supercondutor inserido em um deles. Encontramos esses parâmetros de sistema para os quais observamos oito tipos de combinações diferentes de efeitos de bloqueio ou de tunelamento (definidos através das estatísticas sub e super-Poissonianas, respectivamente) para fótons, fônons e bósons híbridos. Em particular, descobrimos que o bloqueio híbrido fóton-fônon pode ser gerado pela mistura dos modos fotônico e fonônico que não exibem bloqueio.
O bloqueio de fótons (PB) 1, também conhecido como truncamento de estado óptico (ver revisões nas Refs.2,3), ou tesoura quântica não linear (para uma revisão, ver Ref.4) é um análogo óptico do bloqueio de Coulomb. Especificamente, refere-se ao efeito no qual um único fóton, gerado em um sistema não linear acionado, pode bloquear a geração de mais fótons. A luz gerada por um PB ideal (ou 'verdadeiro') exibe estatísticas de número de fótons sub-Poissonianas e antibunching de fótons. Mas mesmo que uma destas propriedades seja satisfeita, o termo PB é frequentemente utilizado.
O PB foi demonstrado experimentalmente em vários sistemas não lineares acionados com ressonadores únicos5,6,7,8,9,10,11 e dois12,13, em cavidade bimodal14, ou mesmo em sistemas livres de cavidades15. As plataformas experimentais onde o PB foi observado incluem: eletrodinâmica quântica de cavidade (QED) com cavidades Fabry-Perot5, cristais fotônicos6 e cavidades em modo galeria sussurrante16, bem como circuito QED7,8. Observe que a possibilidade de produzir um estado de fóton único em uma cavidade acionada com um meio Kerr não linear já foi prevista nas Refs.17,18,19, mas apenas na publicação da Ref.1, onde o termo 'bloqueio de fótons' foi cunhado , despertou muito interesse em estudar esse efeito tanto teórica quanto experimentalmente. Indiscutivelmente, muitos estudos relatados já nas décadas de 1970 e 1980 sobre antibunching de fótons e luz sub-Poissoniana (ver, por exemplo, revisões nas Refs.20,21,22 e referências nelas) são na verdade sobre efeitos relacionados ao PB, embora tal relação ( ao análogo óptico do bloqueio de Coulomb) não foi mencionado explicitamente ali.
Além da ideia original de usar PB como um dispositivo de catraca de fóton único com saídas únicas1,16,23 ou múltiplas24, o PB pode ter aplicações muito mais amplas em óptica não linear quântica no nível de fóton único, incluindo efeitos não lineares induzidos por fóton único , redução de ruído quântico por meio de antibunching de fótons, simulações de processos não lineares não recíprocos ou estudo de quiralidade em pontos excepcionais para metrologia quântica, etc.
Foram propostas uma série de generalizações do efeito padrão de PB único, que incluem: (1) versões de PB de dois e multifótons, como previsto pela primeira vez nas Refs.25,26 e demonstrado experimentalmente nas Refs.11,27; (2) PB não convencional como previsto na Ref.28 e demonstrado experimentalmente nas Refs.12,13; (3) efeitos convencionais e não convencionais de PB não recíprocos, conforme previsto nas Refs.29,30 e (pelo menos parcialmente) confirmados experimentalmente na Ref.31; (4) PB32 dependente de estado, (5) PB33 excepcional e (6) tesouras quânticas lineares baseadas em medições condicionais para: PB34,35,36 único, que foi demonstrado experimentalmente na Ref.37, bem como PB38 duplo e multi-PB39,40 usando interferômetros Mach – Zehnder multiportas41. Esta abordagem probabilística ao PB permite também o teletransporte quântico não determinístico e truncamentos de estado óptico mais seletivos, por exemplo, queima de buracos no espaço de Hilbert . Em relação ao exemplo (2), observe que o PB em dois ressonadores Kerr acionados foi estudado pela primeira vez nas Refs.43,44, mas apenas para não-linearidades de Kerr relativamente fortes. Surpreendentemente, o PB permanece em tais sistemas de dois ressonadores mesmo para não-linearidades de Kerr extremamente fracas, como previsto pela primeira vez na Ref.28 e explicado através de interferência quântica destrutiva na Ref.45. Este efeito é agora referido como PB46 não convencional.
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>
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