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Scientific Reports volume 12, Numero articolo: 17655 (2022) Cita questo articolo 965 Accessi 1 Citazioni 1 Dettagli metriche altmetriche Descriviamo un nuovo tipo di blocco in una modalità ibrida generata da

Scientific Reports volume 12, numero articolo: 17655 (2022) Citare questo articolo

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Descriviamo un nuovo tipo di blocco in modalità ibrida generata dall'accoppiamento lineare delle modalità fotonica e fononica. Ci riferiamo a questo effetto come blocco ibrido fotone-fonone e mostriamo come può essere generato e rilevato in un sistema superconduttore optomeccanico non lineare guidato. Pertanto, studiamo le correlazioni dei numeri di bosoni nelle modalità fotone, fonone e ibride in risonatori meccanici e a microonde accoppiati linearmente con un qubit superconduttore inserito in uno di essi. Troviamo tali parametri di sistema per i quali osserviamo otto tipi di diverse combinazioni di effetti di blocco o tunneling (definiti tramite la statistica sub- e super-Poissoniana, rispettivamente) per fotoni, fononi e bosoni ibridi. In particolare, troviamo che il blocco ibrido fotone-fonone può essere generato mescolando le modalità fotonica e fononica che non presentano blocco.

Il blocco fotonico (PB)1, noto anche come troncamento dello stato ottico (vedi recensioni in Rif.2,3), o forbici quantistiche non lineari (per una revisione vedi Rif.4) è un analogo ottico del blocco di Coulomb. Nello specifico si riferisce all'effetto per cui un singolo fotone, generato in un sistema non lineare guidato, può bloccare la generazione di più fotoni. La luce generata da un PB ideale (o "vero") mostra sia statistiche sul numero di fotoni sub-Poissoniani che antiraggruppamento dei fotoni. Ma anche se una di queste proprietà è soddisfatta, viene spesso utilizzato il termine PB.

Il PB è stato dimostrato sperimentalmente in vari sistemi non lineari guidati con risonatori singoli5,6,7,8,9,10,11 e due12,13, in una cavità bimodale14 o anche in sistemi privi di cavità15. Le piattaforme sperimentali in cui è stato osservato il PB includono: elettrodinamica quantistica delle cavità (QED) con cavità di Fabry-Perot5, cristalli fotonici6 e cavità in modalità sussurrante-galleria16, nonché il circuito QED7,8. Si noti che la possibilità di produrre uno stato a singolo fotone in una cavità guidata con un mezzo Kerr non lineare era già stata prevista in Rif.17,18,19, ma solo nella pubblicazione di Rif.1, dove è stato coniato il termine "blocco fotonico" , ha suscitato molto interesse nello studio di questo effetto sia teoricamente che sperimentalmente. Probabilmente, molti studi riportati già negli anni '70 e '80 sull'antiraggruppamento dei fotoni e sulla luce sub-Poissoniana (vedere, ad esempio, le revisioni in Rif.20,21,22 e i riferimenti ivi contenuti) riguardano in realtà gli effetti correlati al PB, sebbene tale relazione ( all'analogo ottico del blocco di Coulomb) non è stato menzionato esplicitamente lì.

Oltre all'idea originale di utilizzare il PB come dispositivo tornello a fotone singolo con uscite singole1,16,23 o multiple24, il PB può avere applicazioni molto più ampie nell'ottica non lineare quantistica a livello di singolo fotone, compresi gli effetti non lineari indotti da un singolo fotone. , riduzione del rumore quantistico tramite antibunching di fotoni, simulazioni di processi non lineari non reciproci o studio della chiralità in punti eccezionali per la metrologia quantistica, ecc.

Sono state proposte numerose generalizzazioni dell'effetto standard del PB singolo, che includono: (1) versioni a due e multi-fotoni del PB, come previsto per la prima volta in Rif.25,26 e dimostrato sperimentalmente in Rif.11,27; (2) PB non convenzionale come previsto in Rif.28 e dimostrato sperimentalmente in Rif.12,13; (3) effetti PB non reciproci convenzionali e non convenzionali come previsto in Rif.29,30 e (almeno parzialmente) confermati sperimentalmente in Rif.31; (4) PB32 dipendente dallo stato, (5) PB33 eccezionale e (6) forbici quantistiche lineari basate su misurazioni condizionali per: singolo-PB34,35,36, che è stato dimostrato sperimentalmente in Rif.37, nonché due-PB38 e multi-PB39,40 utilizzando interferometri Mach-Zehnder multiporta41. Questo approccio probabilistico al PB consente anche il teletrasporto quantistico non deterministico e troncamenti più selettivi dello stato ottico, ad esempio la combustione dei buchi nello spazio di Hilbert42. Per quanto riguarda l'esempio (2), si noti che il PB in due risonatori Kerr guidati è stato studiato per la prima volta in Refs.43,44, ma solo per nonlinearità Kerr relativamente forti. Sorprendentemente, PB rimane in tali sistemi a due risonatori anche per nonlinearità di Kerr estremamente deboli, come previsto per la prima volta in Rif.28 e spiegato tramite interferenza quantistica distruttiva in Rif.45. Questo effetto è ora denominato PB46 non convenzionale.

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>