Jul 20, 2023
ハイブリッドフォトン
Scientific Reports volume 12、記事番号: 17655 (2022) この記事を引用する 965 アクセス 1 引用 1 Altmetric Metrics の詳細
Scientific Reports volume 12、記事番号: 17655 (2022) この記事を引用
965 アクセス
1 引用
1 オルトメトリック
メトリクスの詳細
フォトニックモードとフォノニックモードの線形結合によって生成されるハイブリッドモードにおける新しいタイプの遮断について説明します。 我々はこの効果をハイブリッド光子 - フォノン遮断と呼び、それが駆動された非線形光機械超伝導システムでどのように生成および検出できるかを示します。 したがって、私たちは、超伝導量子ビットが挿入された線形結合マイクロ波共振器と機械共振器の光子、フォノン、およびハイブリッド モードでのボソン数相関を研究します。 我々は、光子、フォノン、ハイブリッドボソンに対する遮断効果またはトンネリング効果（それぞれサブポアソン統計とスーパーポアソン統計によって定義される）の8種類の異なる組み合わせを観察するようなシステムパラメーターを見つけます。 特に、ハイブリッド光子 - フォノン遮断は、遮断を示さないフォトニックモードとフォノニックモードを混合することによって生成できることがわかりました。
光子遮断 (PB)1 は、光学状態切り捨て (参考文献 2、3 のレビューを参照)、または非線形量子シザーズ (参考文献 4 のレビューを参照) とも呼ばれ、クーロンの遮断の光学的類似物です。 具体的には、駆動された非線形システムで生成される単一の光子が、より多くの光子の生成をブロックする可能性がある効果を指します。 理想的な (または「真の」) PB によって生成された光は、サブポアソン関数の光子数統計と光子アンチバンチングの両方を示します。 ただし、これらの特性の 1 つが満たされている場合でも、PB という用語がよく使用されます。
PB は、単一共振器 5、6、7、8、9、10、11 および 2 つの共振器 12、13 を備えたさまざまな駆動非線形システム、双峰空洞 14、または空洞のないシステム 15 で実験的に実証されています。 PB が観察された実験プラットフォームには、ファブリー ペロー空洞 5、フォトニック結晶 6、ウィスパリング ギャラリー モード空洞 16 を備えた空洞量子電気力学 (QED)、および回路 QED7、8 が含まれます。 非線形カー媒質を使用して駆動共振器内に単一光子状態を生成する可能性は参考文献 17、18、19 ですでに予測されていましたが、「光子遮断」という用語が造られたのは参考文献 1 の出版のみであることに注意してください。 、この効果を理論的および実験的に研究することに多くの関心が寄せられました。 おそらく、1970 年代と 1980 年代にすでに報告されているフォトン アンチバンチングとサブポアソン光に関する多くの研究 (たとえば、参考文献 20、21、22 のレビューとその参考文献を参照) は、実際には PB 関連の効果に関するものですが、そのような関係 (クーロンの封鎖の光学的類似物）は、そこでは明示的に言及されていませんでした。
PB を単一 1、16、23、または複数 24 の出力を備えた単一光子ターンスタイル デバイスとして使用するという元のアイデアに加えて、PB は、単一光子誘起非線形効果を含む、単一光子レベルでの量子非線形光学においてはるかに幅広い応用が可能です。 、光子のアンチバンチングによる量子ノイズの低減、非可逆非線形過程のシミュレーション、または量子計測の例外的な点でのキラリティーの研究など。
標準的な単一 PB 効果の一般化が数多く提案されており、これには次のものが含まれます。 (2) 参考文献 28 で予測され、参考文献 12、13 で実験的に実証されたような型破りな PB。 （３）参考文献２９、３０で予測され、参考文献３１で（少なくとも部分的に）実験的に確認された従来型および非従来型の非相反的ＰＢ効果。 (4) 状態依存 PB32、(5) 例外的な PB33、および (6) 以下の条件付き測定に基づく線形量子シザーズ: 単一 PB34、35、36 (参考文献 37 で実験的に実証)、および 2 つの PB38 、およびマルチポートマッハツェンダー干渉計41を使用するマルチPB39、40。 PB に対するこの確率論的アプローチは、非決定論的な量子テレポーテーションや、ヒルベルト空間でのホールバーニングなどのより選択的な光学状態の切り捨ても可能にします 42。 例 (2) に関しては、2 つの駆動カー共振器の PB が参考文献 43、44 で最初に研究されましたが、比較的強いカー非線形性についてのみ研究されたことに注意してください。 驚くべきことに、Ref.28で最初に予測され、Ref.45で破壊的量子干渉によって説明されているように、非常に弱いカー非線形性であっても、PBはそのような2共振器システムに残ります。 この効果は現在、非従来型 PB46 と呼ばれています。
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>
日本語
English
Français
Deutsch
Español
Italiano
Português
한국어
Русский
ホームページ