Jul 20, 2023
하이브리드 광자
Scientific Reports 12권, 기사 번호: 17655(2022) 이 기사 인용 965 액세스 1 인용 1 Altmetric Metrics 세부 정보 우리는 다음에 의해 생성된 하이브리드 모드에서 새로운 유형의 봉쇄를 설명합니다.
Scientific Reports 12권, 기사 번호: 17655(2022) 이 기사 인용
965 액세스
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측정항목 세부정보
우리는 광자 모드와 음자 모드의 선형 결합에 의해 생성된 하이브리드 모드의 새로운 유형의 봉쇄를 설명합니다. 우리는 이 효과를 하이브리드 광자-포논 차단이라고 부르며 구동되는 비선형 광기계 초전도 시스템에서 어떻게 생성되고 감지될 수 있는지 보여줍니다. 따라서 우리는 초전도 큐비트가 삽입된 선형 결합 마이크로파 및 기계 공진기에서 광자, 포논 및 하이브리드 모드의 보존 수 상관 관계를 연구합니다. 우리는 광자, 포논 및 하이브리드 보손에 대한 봉쇄 효과 또는 터널링 효과(각각 하위 및 슈퍼 포아소니안 통계를 통해 정의됨)의 8가지 유형 조합을 관찰하는 시스템 매개변수를 찾습니다. 특히, 우리는 차단을 나타내지 않는 광자 모드와 음성 모드를 혼합하여 하이브리드 광자-포논 차단이 생성될 수 있음을 발견했습니다.
광학 상태 절단(Refs.2,3의 리뷰 참조) 또는 비선형 양자 가위(검토는 Ref.4 참조)라고도 하는 광자 차단(PB)1은 쿨롱 봉쇄의 광학적 유사체입니다. 구체적으로 말하면, 구동되는 비선형 시스템에서 생성된 단일 광자가 더 많은 광자의 생성을 차단할 수 있는 효과를 말합니다. 이상적인(또는 '진짜') PB에 의해 생성된 빛은 하위 포아소니안 광자 수 통계와 광자 안티번칭을 모두 나타냅니다. 하지만 이러한 속성 중 하나라도 만족하더라도 PB라는 용어가 자주 사용됩니다.
PB는 단일5,6,7,8,9,10,11 및 두 개의 공진기를 사용하는 다양한 구동 비선형 시스템, 이중 모드 캐비티 또는 캐비티 없는 시스템에서 실험적으로 입증되었습니다. PB가 관찰된 실험 플랫폼에는 Fabry-Perot 공동5, 광결정6 및 속삭이는 갤러리 모드 공동16을 갖춘 공동 양자 전기 역학(QED)과 회로 QED7,8이 포함됩니다. 비선형 Kerr 매체를 사용하여 구동된 공동에서 단일 광자 상태를 생성할 가능성은 이미 Ref.17,18,19에서 예측되었지만 '광자 차단'이라는 용어가 만들어진 Ref.1의 출판물에서만 예측되었습니다. , 이론적으로나 실험적으로 이 효과를 연구하는 데 많은 관심을 불러일으켰습니다. 틀림없이, 광자 항뭉침 및 서브 포아소니안 광에 대해 이미 1970년대와 1980년대에 보고된 많은 연구(예를 들어 Refs.20,21,22의 리뷰 및 참조 자료 참조)는 실제로 PB 관련 효과에 관한 것입니다. 쿨롱 봉쇄의 광학적 유사체에 대한)는 거기에서 명시적으로 언급되지 않았습니다.
단일 1,16,23 또는 다중 24 출력을 갖춘 단일 광자 개찰구 장치로 PB를 사용한다는 원래 아이디어 외에도 PB는 단일 광자 유도 비선형 효과를 포함하여 단일 광자 수준의 양자 비선형 광학에서 훨씬 더 폭넓게 응용할 수 있습니다. , 광자 안티번칭을 통한 양자 잡음 감소, 비상역 비선형 프로세스 시뮬레이션 또는 양자 계측을 위한 예외적 지점의 키랄성 연구 등
표준 단일 PB 효과의 여러 가지 일반화가 제안되었습니다. 여기에는 다음이 포함됩니다. (1) Refs.25,26에서 처음 예측되고 Refs.11,27에서 실험적으로 입증된 PB의 2광자 및 다중 광자 버전; (2) Ref.28에서 예측되고 Refs.12,13에서 실험적으로 입증된 비전통적인 PB; (3) Refs.29,30에서 예측되고 Ref.31에서 (적어도 부분적으로) 실험적으로 확인된 기존 및 비전통적 비상호적 PB 효과; (4) 상태 의존적 PB32, (5) 예외적인 PB33 및 (6) 조건부 측정을 기반으로 한 선형 양자 가위: Ref.37에서 실험적으로 입증된 단일-PB34,35,36 및 2-PB38 및 다중 포트 Mach-Zehnder 간섭계를 사용하는 다중 PB39,40. PB에 대한 이러한 확률적 접근 방식은 비결정적 양자 순간 이동과 보다 선택적인 광학 상태 절단(예: 힐베르트 공간의 정공 연소)도 가능하게 합니다. 예제 (2)와 관련하여 두 개의 구동 Kerr 공진기의 PB가 Refs.43,44에서 처음 연구되었지만 상대적으로 강한 Kerr 비선형성에 대해서만 연구되었습니다. 놀랍게도 PB는 Ref.28에서 처음 예측되고 Ref.45에서 파괴적인 양자 간섭을 통해 설명된 것처럼 매우 약한 Kerr 비선형성에 대해서도 이러한 2공진기 시스템에 남아 있습니다. 이 효과는 이제 비전통적인 PB46으로 불립니다.
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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