Jul 20, 2023
Photon hybride
Scientific Reports volume 12, Numéro d'article : 17655 (2022) Citer cet article 965 Accès 1 Citations 1 Détails d'Altmetric Metrics Nous décrivons un nouveau type de blocage en mode hybride généré par
Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 17655 (2022) Citer cet article
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Nous décrivons un nouveau type de blocage dans un mode hybride généré par couplage linéaire de modes photoniques et phononiques. Nous appelons cet effet blocage hybride photon-phonon et montrons comment il peut être généré et détecté dans un système supraconducteur optomécanique non linéaire piloté. Ainsi, nous étudions les corrélations entre les nombres de bosons dans les modes photons, phonons et hybrides dans des résonateurs micro-ondes et mécaniques couplés linéairement avec un qubit supraconducteur inséré dans l'un d'eux. Nous trouvons de tels paramètres de système pour lesquels nous observons huit types de combinaisons différentes d'effets de blocage ou de tunnel (définis respectivement via les statistiques sous- et super-poissoniennes) pour les photons, les phonons et les bosons hybrides. En particulier, nous constatons que le blocage hybride photon-phonon peut être généré en mélangeant les modes photoniques et phononiques qui ne présentent pas de blocage.
Le blocage des photons (PB)1, également appelé troncature de l'état optique (voir les critiques dans les références 2, 3), ou ciseaux quantiques non linéaires (pour une revue, voir la référence 4) est un analogue optique du blocage de Coulomb. Plus précisément, il s'agit de l'effet dans lequel un seul photon, généré dans un système non linéaire piloté, peut bloquer la génération de davantage de photons. La lumière générée par un PB idéal (ou « vrai ») présente à la fois des statistiques de nombre de photons sous-poissoniennes et un antigroupage de photons. Mais même si l’une de ces propriétés est satisfaite, le terme PB est souvent utilisé.
Le PB a été démontré expérimentalement dans divers systèmes non linéaires pilotés avec un seul5,6,7,8,9,10,11 et deux12,13 résonateurs, dans une cavité bimodale14, ou même dans des systèmes sans cavité15. Les plates-formes expérimentales où le PB a été observé comprennent : l'électrodynamique quantique à cavités (QED) avec des cavités Fabry-Pérot5, des cristaux photoniques6 et des cavités en mode galerie chuchotante16, ainsi que le circuit QED7,8. Notez que la possibilité de produire un état à photon unique dans une cavité entraînée avec un milieu Kerr non linéaire a déjà été prédite dans les références 17, 18, 19, mais seulement dans la publication de la référence 1, où le terme « blocage des photons » a été inventé. , a suscité beaucoup d’intérêt pour l’étude de cet effet à la fois théoriquement et expérimentalement. On peut soutenir que de nombreuses études déjà rapportées dans les années 1970 et 1980 sur l'antigroupement de photons et la lumière sous-poissonienne (voir, par exemple, les critiques dans les références 20, 21, 22 et les références qui y figurent) portent en réalité sur les effets liés au PB, bien qu'une telle relation ( à l'analogue optique du blocus de Coulomb) n'y est pas mentionné explicitement.
En plus de l'idée originale d'utiliser le PB comme un tourniquet à photon unique avec des sorties simples1,16,23 ou multiples24, le PB peut avoir des applications beaucoup plus larges en optique non linéaire quantique au niveau d'un photon unique, y compris les effets non linéaires induits par un photon unique. , réduction du bruit quantique via l'antigroupage de photons, simulations de processus non linéaires non réciproques, ou étude de la chiralité en points exceptionnels pour la métrologie quantique, etc.
Un certain nombre de généralisations de l'effet standard à PB unique ont été proposées, notamment : (1) des versions à deux et plusieurs photons du PB, comme prédit pour la première fois dans les références 25, 26 et démontré expérimentalement dans les références 11, 27 ; (2) PB non conventionnel comme prédit dans la réf. 28 et démontré expérimentalement dans les réf. 12, 13 ; (3) les effets PB non réciproques conventionnels et non conventionnels, comme prédits dans les références 29, 30 et (au moins partiellement) confirmés expérimentalement dans la référence 31 ; (4) PB32 dépendant de l'état, (5) PB33 exceptionnel et (6) ciseaux quantiques linéaires basés sur des mesures conditionnelles pour : un PB34, 35, 36, qui a été démontré expérimentalement dans la réf. 37, ainsi que deux PB38. et multi-PB39,40 utilisant des interféromètres multiports Mach – Zehnder41. Cette approche probabiliste du PB permet également une téléportation quantique non déterministe et des troncatures d'états optiques plus sélectives, par exemple la gravure de trous dans l'espace de Hilbert42. Concernant l'exemple (2), notez que le PB dans deux résonateurs Kerr pilotés a été étudié pour la première fois dans les références 43, 44, mais uniquement pour des non-linéarités Kerr relativement fortes. Étonnamment, le PB reste dans de tels systèmes à deux résonateurs, même pour des non-linéarités Kerr extrêmement faibles, comme prédit pour la première fois dans la réf.28 et expliqué via une interférence quantique destructrice dans la réf.45. Cet effet est désormais appelé PB46 non conventionnel.
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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